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POLITECNICO DI MILANO
Facoltà di Ingegneria dei Sistemi
Dipartimento di Fisica
Corso di Laurea Specialistica in Ingegneria Fisica
Sviluppo di sistemi nanoparticella/fluoroforo per
la generazione di
Metal Enhanced Fluorescence (MEF)
Relatore:
Prof. Mirella Del Zoppo
Correlatori: Ing. Eleonora Valeria Canesi
Ing. Andrea Lucotti
Tesi di Laurea di:
Martina Capsoni
matr. 733897
Anno Accademico 2009 - 2010
2
Indice
1 Introduzione
15
2 Fluorescenza
2.1 Fenomeno di fluorescenza . . . . . . . . . . .
2.2 Processo di fluorescenza . . . . . . . . . . . .
2.2.1 Assorbimento . . . . . . . . . . . . . .
2.2.2 Diagramma di Jabłoński . . . . . . . .
2.2.3 Emissione spontanea . . . . . . . . . .
2.3 Caratteristiche dell’emissione di fluorescenza .
2.3.1 Stokes shift . . . . . . . . . . . . . . .
2.3.2 Spettri di emissione . . . . . . . . . .
2.4 Tempo di vita e resa quantica di fluorescenza
2.4.1 Quenching della fluorescenza . . . . .
2.4.2 Scala dei tempi dei processi molecolari
2.5 Resonance energy transfer (RET) . . . . . . .
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in soluzione
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3 Nanoparticelle metalliche
27
3.1 Storia . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 27
3.2 Sistemi colloidali . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 28
3.2.1 Teoria dei sistemi colliodali . . . . . . . . . . . . . . . . . 28
3.3 Teoria sulle nanoparticelle . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 35
3.3.1 Modello di Drude-Lorentz-Sommerfield: oscillazione di plasma nel caso di piccole particelle metalliche sferiche . . . 35
3.3.2 Teoria di Mie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 38
3.3.3 Enhancement elettromagnetico . . . . . . . . . . . . . . . 39
3.4 Variabili che influenzano la risonanza plasmonica . . . . . . . . . 41
3.4.1 Effetto del solvente . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 41
3.4.2 Dimensione delle nanoparticelle . . . . . . . . . . . . . . . 41
3.4.3 Tipo di metallo . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 43
3.4.4 Forma delle nanoparticelle . . . . . . . . . . . . . . . . . . 43
4 Metal Enhanced Fluorescence (MEF)
4.1 Resa quantica e tempo di vita . . . . . . . . .
4.2 Effetti di particelle metalliche sulle transizioni
4.3 Quenching . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
4.4 Resonance energy transfer . . . . . . . . . . .
4.5 Conclusione . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
4.6 Applicazioni . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3
. . . . . . . . . .
di un fluoroforo
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4
INDICE
5 Applicazione alle celle solari
5.1 Introduzione alle celle fotovoltaiche . .
5.2 Fenomeni dell’Up- e Down-Conversion
5.3 Celle solari e nanoparticelle metalliche
5.4 Uso del MEF negli LSC . . . . . . . .
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6 Descrizione generale degli esperimenti
6.1 Determinazione delle condizioni sperimentali . .
6.2 Utilizzo di uno strato silice-filico come spaziatore
fluorofori e nanoparticella . . . . . . . . . . . . .
6.3 Sintesi di un fluoroforo funzionalizzato . . . . . .
6.4 Strutture solide multistrato . . . . . . . . . . . .
7 Strutture multistrato: analisi
7.1 Descrizione dell’esperimento
7.2 Analisi dei dati . . . . . . .
7.3 Considerazioni finali . . . .
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tra
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matrice di
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dei dati
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. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 86
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 99
8 Procedure di sintesi
101
8.1 Sintesi di nanoparticelle d’oro circondate da una shell di silice . . 101
8.2 Sintesi di un fluoroforo funzionalizzato . . . . . . . . . . . . . . . 102
8.3 Strutture multistrato . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 104
9 Conclusione
107
A Spettroscopia Raman
111
A.1 Raman scattering . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 111
A.2 Descrizione classica dell’effetto Raman . . . . . . . . . . . . . . . 111
B Materiali utilizzati
119
B.1 Fluorofori . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 119
B.2 Polimeri . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 128
C Strumentazione utilizzata
C.1 Spettrofotometro UV-Vis Jasco V-570 . .
C.2 Spettrofluorimetro Jasco FP 6600 . . . . .
C.3 Raman dispersivo LabRAM HR800 . . . .
C.4 Spin coating Laurell WS-400-6NPP-LITE
Bibliografia
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Elenco delle figure
2.1
2.2
2.3
2.4
2.5
2.6
3.1
3.2
3.3
3.4
Diagramma di Jabłoński. Con la lettera S sono indicati gli stati di singoletto mentre con T quello di tripletto. Inoltre con il
pedice numerico si indicano i vari livelli energetici da quello fondamentale S0 a quelli con energie superiori S1 e S2 . Ognuno di
essi, sia per il singoletto che per il tripletto, è composto da un
certo numero di sottolivelli vibrazionali enumerati in ordine crescente. Le transizioni sono disegnate con linee verticali perchè
si considera il processo di assorbimento di luce istantaneo dato
che la transizione avviene nell’ordine dei 10−15 s che è un tempo
troppo breve per avere un significativo spostamento del nucleo
(principio di Franck-Condon) [Lakowicz, 1999]. . . . . . . . . . .
Spettri di assorbimento UV-Vis ed emissione della rodamina 6G.
A sinistra è rappresentato il principio di Franck-Condon mentre
a destra la mirror symmetry degli spettri di assorbimento e di
emissione [Lakowicz, 1999]. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Diagramma di Jabłoński semplificato [Lakowicz, 1999]. . . . . . .
Diagramma di Jabłoński che mostra il quenching collisionale e
il trasferimento di energia di fluorescenza per risonanza (FRET)
[Lakowicz, 1999]. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Sovrapposizione tra gli spettri di assorbimento UV-Vis ed emissione della molecole donore ed accettore nel caso di RET [Lakowicz, 1999]. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Vetrata della Cattedrale del Duomo di Milano raffigurante la nascita di Sant’Eligio, patrono degli orafi, realizzata da Niccolò da
Varallo (1480-1486). Il colore rosso è dovuto all’oro colloidale
disperso nel vetro. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Nanoparticella metallica in soluzione: in evidenza l’interazione
elettrostatica fra il metallo M+ e l’agente riducente utilizzato
durante la sintesi X− . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Andamento del potenziale in funzione della distanza dalla nanoparticella metallica (si noti il cambiamento di pendenza a cavallo
del piano di Stern. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
V(1) e V(2), derivando da due differenti potenziali repulsivi sommati al potenziale attrattivo comune VA , danno luogo a due andamenti diversi dei potenziali netti. Nel caso del potenziale V(2)
il colloide non è stabile poichè non si crea la barriera di potenziale.
5
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6
ELENCO DELLE FIGURE
3.5
3.6
3.7
3.8
3.9
3.10
3.11
3.12
3.13
3.14
3.15
3.16
4.1
Andamento del potenziale d’interazione fra due particelle in soluzione: la distanza di equilibrio è il valore di r tale per cui la
dE/dr = 0. Per dE/dr < 0 si ha repulsione mentre per dE/dr >
0 si ha attrazione. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Curve di potenziale calcolate per vari valori del potenziale ψd per
un sistema a 298 K fra due particelle dal diametro di 10−7 m. Sulla
destra è riportata una scala delle energie termiche da confrontare
con il valore del massimo per valutare la stabilità del sistema. .
Curve di potenziale per vari valori del parametro κ calcolate a
289K per due particelle con diametro di 10−7 m. All’aumentare
dello spessore dello strato diffuso, cioè al diminuire di κ, aumenta
la stabilità del sistema. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Schema generale di sintesi chimica di nanoparticelle metalliche. Si
parte da ioni metallici in soluzione e tramite un agente riducente
si formano inizialmente degli aggregati di atomi del metallo che
poi si accrescono man mano che altri ioni metallici vengono ridotti
sulla superficie del cluster. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Andamento dell’energia libera all’aumentare del raggio della particella corrispondente ad un certo numero di atomi. Per raggi
maggiori del raggio critico rc l’accrescimento della particella è
favorito perchè comporta una diminuzione dell’energia libera. . .
Spostamento della nube elettronica rispetto alla posizione del nucleo dopo l’interazione con un campo elettromagnetico incidente
E. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Modello quasi-statico per una particella immersa in un campo
elettrico. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Il campo elettrico all’esterno di una nanosfera metallica è dato dalla somma del campo incidente E0 e del campo del dipolo
oscillante Esp sviluppato dalle oscillazioni plasmoniche. . . . . .
Andamento teorico del picco di risonanza plasmonica al variare
dell’indice di rifrazione del mezzo in cui sono immerse le nanoparticelle. Si può considerare per il mezzo m = n2 con n indice
di rifrazione del mezzo (non assorbente) [Brust,1994 [18]; Frohlich,1958]. Le due rette sono ricavate entrambe utilizzando l’equazione 3.33 ma solo in una si è tenuto conto anche delle transizioni
interbanda come nella equazione 3.34. Con questo modello non si
prendono però in considerazione gli effetti di smorzamento dovuti
alle dimensioni delle particelle quindi si può pensare che esso sia
adatto a prevedere il comportamento di nanoparticelle con diametro intorno ai 40 nm. I dati sperimentali sono in buon accordo
con la teoria. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Valori del diametro medio delle nanoparticelle in funzione del
massimo di assorbimento. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Al variare delle dimensioni delle nanoparticelle varia la posizione
del picco di scattering [Wilson]. . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Picchi di risonanza plasmonica per varie geometrie di nanoparticelle di argento in soluzione acquosa. . . . . . . . . . . . . . . . .
Diagrammi di Jabłoński semplificati in presenza e in assenza di
metallo [Lakowicz,1999]. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
32
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46
ELENCO DELLE FIGURE
4.2
4.3
4.4
4.5
4.6
5.1
5.2
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5.4
5.5
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5.8
5.9
6.1
6.2
6.3
6.4
6.5
6.6
Effetto dell’incremento del rate di decadimento radiativo indotto
dal metallo sul tempo di vita e la resa quantica dei fluorofori per
vari valori della resa quantica naturale [Lakowicz,2001]. . . . . .
Effetti dovuti alle particelle metalliche sulle transizioni di un fluoroforo. Le particelle metalliche possono causare il fenomeno di
quenching (knr ), concentrare il campo incidente (Em ) e aumentare
il rate di decadimento radiativo (Γm ) [Lakowicz,2001]. . . . . . .
Confronto degli effetti sulla resa quantica e sul tempo di vita in
presenza di quenchers o di colloidi metallici [Lakowicz,2001]. . . .
Enhancement nel rate di trasferimento di energia RET in presenza di particelle d’argento [Lakowicz,2001]. . . . . . . . . . . . . .
Effetto dell’orientazione del fluoroforo sul suo rate di decadimento
vicino ad una superficie metallica.[Lakowicz,2001] . . . . . . . . .
Generazione dell’eccitone. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Separazione dell’eccitone. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Confronto tra le lunghezze d’onda assorbite dalle celle solari di
silicio e di plastica. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Dispositivi a interfaccia doppia (a) ed eterogiunzione dispersa (b).
Schematizzazione del processo di up-convertion per annichilazione di stato di tripletto. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Schema semplificato della singlet fission a sinistra. A destra, diagramma di Jabłonski della singlet fission (SF), processo in rosso.
Legenda: S e Q: livelli energetici relativi a molecole diverse della
stessa specie o non; F: fluorescenza; IC: conversioni energetiche
interne; ISC: intersystem crossing; PH: fosforescenza. . . . . . . .
Struttura di una cella solare organica a sinistra e di una cella
solare che utilizza nanoparticelle d’argento a destra. . . . . . . .
Esempio di struttura di una Dye-Sensitized Solar Cell con nanoparticelle d’argento. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Schematizzazione del funzionamento di un LSC collegato ad una
cella solare. La luce solare incide dall’alto e solo la parte riemessa
che è soggetta alla riflessione totale (2) raggiunge la cella, mentre
la restante (1) viene persa. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Andamento del fattore d’intensificazione della fluorescenza della
fucsina in funzione dello spessore di un layer di silice con funzione
di spaziatore tra un monostrato di molecole ed un film di isole
d’argento di 40 Å[Lakowicz, 2001]. . . . . . . . . . . . . . . . . .
Andamento del fattore d’intensificazione della fluorescenza dell’Alexa Fluor-555 etichettata con l’anticorpo anti-Rabbit IgG in
funzione dello spessore di un layer di silice con funzione di spaziatore tra un film nanostrutturato d’oro di 10 nm e le molecole
[Zhang, 2007]. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
STEM nanoparticelle metalliche ottenute con il metodo di sintesi
di Turkevich. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
STEM nanoparticelle metalliche ottenute con il metodo di sintesi
di Turkevich. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Spettro di assorbimento UV-Vis delle nanoparticelle d’oro . . . .
Struttura della rodamina 6G. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
7
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70
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8
ELENCO DELLE FIGURE
6.7
6.8
6.9
6.10
6.11
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6.13
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6.22
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6.24
6.25
6.26
6.27
7.1
7.2
Risultato dell’articolo ’Plasmon-enhancement fluorescence of dye
molecules’ di M.Iosin et al.[Iosin,2008]. . . . . . . . . . . . . . . . 72
Risultato da me ottenuto rifacendo l’esperimento dell’articolo
’Plasmon-enhancement fluorescence of dye molecules’ di M.Iosin
et al.Spettri di assorbimento UV-Vis della sola rodamina 6G
(rosso) e della rodamina 6G con le nanoparticelle d’oro (verde). . 72
Spettri di assorbimento UV-Visdelle sole nanoparticelle d’oro (spettro blu), della sola rodamina 6G (spettro rosso) e delle nanoparticelle d’oro con la rodamina 6G (spettro verde). . . . . . . . . . 73
Struttura della rodamina B. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 74
Spettri di fluorescenza del rodamina B senza (blu) e con le nanoparticelle d’oro (rosso). . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 74
Struttura della rosa bengala. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 75
Spettri di fluorescenza del rosa bengala senza (blu) e con le nanoparticelle d’oro (rosso). . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 75
Struttura dell’esperimento con la shell di silice. . . . . . . . . . . 76
Struttura della resorufina. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 77
Sovrapposizione degli spettri di assorbimento delle nanoparticelle
d’oro sintetizzate in toluene (blu) e della resorufina (rosso). . . . 77
Schema di sintesi della resorufina ω-mercaptoalchil sostituita. . . 78
Struttura generale dei campioni. . . . . . . . . . . . . . . . . . . 79
Immagine TEM delle nanoparticelle d’oro ricoperte dal TOAB.
Immagine presa dall’articolo ’Surface binding proprieties of tetraoctylammonium bromide-capped gold nanoparticles’ di K.G.Thomas
et al. [Thomas, 2002]. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 80
Struttura delle nanoparticelle ottenute tramite la sintesi in acqua
con il trisodio citrato (a sinistra) ed in toluene con il TOAB (a
destra). . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 80
Immagine SEM delle nanoparticelle d’oro ricoperte di TOAB.
Veduta generale. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 81
Immagine SEM del film di nanoparticelle su vetro. La freccia blu
indica la matrice organica che ingloba le nanoparticelle e che ricopre tutto il vetrino, invece quella blu mostra una nanoparticella
completamente ricoperta dal blend. . . . . . . . . . . . . . . . . . 81
Confronto tra gli spettri di assorbimento UV-Vis delle nanoparticelle d’oro sintetizzate in toluene in soluzione (blu) e filmate su
un vetrino da microscopio tramite spin coating (rosso). . . . . . . 82
Foto del film di nanoparticelle sul vetrino. . . . . . . . . . . . . . 82
AFM del substrato di nanoparticelle d’oro ottenuto per spin coating. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 83
Struttura del Lumogen F Red 305 [Seybold, 1989]. . . . . . . . . 84
Spettri di assorbimento del substrato di nanparticelle d’oro (verde) e del Lumogen F Red 305 (rosso). . . . . . . . . . . . . . . . 84
Intensità di fluorescenza in funzione dello spessore dello spaziatore misurata con lo spettrofluorimetro ed eccitatrice a 550
nm. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Intensità di fluorescenza in funzione della distanza media tra
nanoparticelle e molecole misurata con lo spettrofluorimetro ed
eccitatrice a 550 nm. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
88
88
ELENCO DELLE FIGURE
7.3
7.4
7.5
7.6
7.7
7.8
7.9
7.10
7.11
7.12
7.13
7.14
7.15
7.16
7.17
8.1
8.2
Intensità di fluorescenza in funzione dello spessore dello spaziatore misurata con lo spettrofluorimetro ed eccitatrice a 514
nm. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Intensità di fluorescenza in funzione della distanza media tra
nanoparticelle e molecole misurata con lo spettrofluorimetro ed
eccitatrice a 514 nm. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Confronto spettri di emissione di fluorescenza del Lumogen F Red
305 su vetrino con eccitatrici a 550 nm (blu) e 514 nm (rosso). .
Intensità di fluorescenza in funzione dello spessore dello spaziatore misurata con il Raman. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Intensità di fluorescenza in funzione della distanza media tra
nanoparticelle e molecole misurata con il Raman. . . . . . . . . .
Intensità di fluorescenza in funzione dello spessore dello spaziatore misurata con lo spettrofluorimetro ed eccitatrice a 550
nm. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Intensità di fluorescenza in funzione della distanza media tra
nanoparticelle e molecole misurata con lo spettrofluorimetro ed
eccitatrice a 550 nm. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Intensità di fluorescenza in funzione dello spessore dello spaziatore misurata con lo spettrofluorimetro ed eccitatrice a 514
nm. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Intensità di fluorescenza in funzione della distanza media tra
nanoparticelle e molecole misurata con lo spettrofluorimetro ed
eccitatrice a 514 nm. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Confronto spettri di emissione di fluorescenza del Lumogen F Red
305 su vetrino con eccitatrici a 550 nm (blu) e 514 nm (rosso). .
Intensità di fluorescenza in funzione dello spessore dello spaziatore misurata con il Raman. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Intensità di fluorescenza in funzione della distanza media tra
nanoparticelle e molecole misurata con il Raman. . . . . . . . . .
Intensità di fluorescenza in funzione dello spessore dello spaziatore misurata con lo spettrofluorimetro ed eccitatrice 550 nm per
i casi di spessore spesso (rosso) e sottile (verde). . . . . . . . . .
Intensità di fluorescenza in funzione dello spessore dello spaziatore misurata con lo spettrofluorimetro ed eccitatrice 514 nm per
i casi di spessore spesso (rosso) e sottile (verde). . . . . . . . . .
Intensità di fluorescenza in funzione dello spessore dello spaziatore misurata con il Raman ed eccitatrice 514 nm per i casi di
spessore spesso (rosso) e sottile (verde). . . . . . . . . . . . . . .
9
89
89
90
91
91
92
93
93
94
94
95
95
96
97
97
ω-bromododecil resorufina. Le lettere sono il riferimento per i
picchi dello spettro NMR. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 104
Struttura schematica degli esperimenti su substrati solidi. . . . . 104
A.1 Rappresentazione di una generica molecola biatomica, con masse
m1 e m2 , tenute assieme da un legame chimico schematizzato da
una molla di costante elastica K. . . . . . . . . . . . . . . . . . . 112
10
ELENCO DELLE FIGURE
A.2 Andamento del potenziale per una molecola biatomica in funzione della distanza R tra gli atomi. L’energia di dissociazione è
quel valore di energia tale per cui i due atomi sono posti ad una
distanza infinita. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
A.3 Potenziale armonico descritto in funzione dello scostamento r
dall’equilibrio, definito come R-R0 . . . . . . . . . . . . . . . . . .
A.4 Oscillatore armonico quantizzato. I valori di v sulla scala delle
ordinate indicano livelli vibrazionali crescenti. . . . . . . . . . . .
A.5 Livelli energetici elettronici reali (g ed e), virtuali (m’ e m) e
livelli vibrazionali (ν = 1 e ν = 2) per una molecola che riceve
una radiazione incidente con frequenza ν. . . . . . . . . . . . . .
A.6 Il fattore di intensificazione della radiazione SERS alla frequenza Stokes ISERS (νs ), proporzionale al segnale misurato, è dovuto al prodotto dei fattori di intensificazione del campo, uno alla frequenza del laser νL e l’altro alla frequenza Stokes νs della
molecola. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
A.7 Schematizzazione del complesso a trasferimento di carica responsabile dell’enhancement chimico. . . . . . . . . . . . . . . . . . .
B.1 Struttura del Lumogen F Red 305 [Seybold, 1989]. . . . . . . . .
B.2 Spettro di assorbimento UV-Vis del Lumogen F Red 305 in matrice di PS in un film sottile su vetro. . . . . . . . . . . . . . . . .
B.3 Spettro di fluorescenza del Lumogen F Red 305 in matrice di PS
in un film sottile su vetro. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
B.4 Struttura della resorufina. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
B.5 Spettro di assorbimento UV-Vis della resorufina. . . . . . . . . .
B.6 Spettro di fluorescenza della resorufina. . . . . . . . . . . . . . .
B.7 Struttura della rodamina 6G. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
B.8 Spettro di assorbimento UV-Vis della rodamina 6G. . . . . . . .
B.9 Spettro di fluorescenza della rodamina 6G. . . . . . . . . . . . . .
B.10 Struttura della rodamina B. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
B.11 Spettro di assorbimento UV-Vis della rodamina B. . . . . . . . .
B.12 Spettri di fluorescenza della rodamina B. . . . . . . . . . . . . . .
B.13 Struttura della rosa bengala. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
B.14 Spettro di assorbimento UV-Vis del rosa bengala. . . . . . . . . .
B.15 Spettri di fluorescenza del rosa bengala. . . . . . . . . . . . . . .
B.16 Polistirene. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
B.17 Poli-vinil-alcol. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
C.1 Spettrometro UV-VIS della JASCO V-570: tale spettrometro fornito di lampada alogena come sorgente permette di coprire anche
il range del NIR. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
C.2 Schema di funzionamento dello spettrometro JASCO V-570. . . .
C.3 L’intensità della radiazione incidente I0 e trasmessa I è funzione
della concentrazione c, dello spessore attraversato l e del coefficiente di estinzione molare della specie. Da notare la dipendenza
dei parametri dalla lunghezza d’onda λ. . . . . . . . . . . . . . .
C.4 Spettrofluorimetro Jasco FP 6600. . . . . . . . . . . . . . . . . .
112
113
115
115
117
117
119
120
120
121
121
122
122
123
123
124
124
125
125
126
126
128
129
131
132
133
133
ELENCO DELLE FIGURE
C.5 Schema ottico dello spettrofluorimetro Jasco FP 6600. Legenda:
L: lampada allo Xeno; G1 e G2: reticolo di diffrazione; S1 e
S2: fenditure di selezione del monocromatore; M: specchio (1:
elissoidale, 0,2,8: sferico, 3,6,7: piano); DG: piano diffusivo; PM1
e PM2: tubi fotomoltiplicatori; BS: beam splitter. . . . . . . . .
C.6 Raman dispersivo LabRAM HR800 in modalità micro con microscopio Olympus BX41 e stage per misure di mapping. . . . . . .
C.7 Elementi principali dello spettrometro dispersivo LabRAM HR800.
Le quote sono riportate in mm. . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
C.8 Monocromatore Czerny-Turner asimmetrico. . . . . . . . . . . . .
C.9 Illustrazione del processo di spin coating. . . . . . . . . . . . . .
C.10 Spin coating della Laurell WS-400-6NP-LITE. . . . . . . . . . . .
11
134
135
135
137
138
139
12
ELENCO DELLE FIGURE
Elenco delle tabelle
8.1
8.2
Concentrazione, velocità e spessore relativi ad ogni singolo strato. 105
Concentrazione di polistirene, concentrazione di Lumogen e spessore ottenuto relativi ad ogni singola serie. . . . . . . . . . . . . . 105
B.1
B.2
B.3
B.4
B.5
B.6
B.7
Caratteristiche
Caratteristiche
Caratteristiche
Caratteristiche
Caratteristiche
Caratteristiche
Caratteristiche
del Lumogen F Red
della resorufina. . .
della rodamina 6G.
della rodamina B.
rosa bengala. . . .
PS. . . . . . . . . .
PVA. . . . . . . . .
305.
. . .
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120
121
123
124
127
128
129
C.1 Laser disponibili sullo spettrometro Raman dispersivo LabRAM
HR800 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 136
C.2 Per valori crescenti della densità ottica dei filtri D, a pari valore
della potenza iniziale del laser P0 , diminuisce la potenza effettiva
P incidente sul campione. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 138
13
14
ELENCO DELLE TABELLE
Capitolo 1
Introduzione
In questa tesi si è affrontato lo studio del fenomeno dell’intensificazione dell’emissione di fluorescenza da parte di molecole organiche poste in vicinanza di
nanostrutture metalliche, noto come Metal Enhanced Fluorescence (MEF). Le
nanostrutture metalliche, se illuminate da una sorgente luminosa, generano nello
spazio circostante un campo elettrico, che sommandosi a quello dell’eccitatrice,
dà luogo ad un campo totale locale amplificato. Inoltre esse influenzano, tramite
un accoppiamento di tipo dipolare con le molecole, la velocità di decadimento
radiativo dei fluorofori. L’insieme di questi due effetti, per distanze relative
tra metallo e molecola dell’ordine dei 5-20 nm, dà luogo all’aumento della resa
quantica (numero di fotoni emessi rispetto al numero di fotoni assorbiti).
Fino ad ora il MEF è stato utilizzato essenzialmente in campo biomedico
nella realizzazione di biosensori per l’angiografia retinale e l’immaging vascolare, negli immunosondaggi e nelle tecniche di rilevazione del DNA o di medicinali
nell’organismo. Un ulteriore ambito applicativo risulta essere quello delle celle
solari. L’uso di nanostrutture metalliche all’interno delle celle fotovoltaiche non
è una novità, infatti vi sono già alcuni esempi che mostrano come tale inserimento porti ad un complessivo miglioramento delle prestazioni. Accanto all’inserimento di nanoparticelle nelle celle solari stesse, di interesse potrebbe essere
il loro utilizzo nei Luminescent Solar Concentrators (LSCs). Essi sono dispositivi utilizzati in combinazione con la cella fotovoltaica e consistono in matrici
piane di polimero contenenti molecole luminescenti che assorbono la luce solare
e riemettono poi fotoni di lunghezza d’onda diversa che vengono reinidirizzati
verso le celle ad essi annesse. Se all’interno dei concentratori solari luminescenti
sono contenute molecole in grado di trasformare parte della radiazione solare,
che altrimenti verrebbe persa perchè non assorbibile dal materiale della cella,
in fotoni da quest’ultima utilizzabili, si aumenta l’efficienza. L’aggiunta delle nanoparticelle metalliche, poste ad una opportuna distanza dalle molecole,
indurrebbe queste ultime ad emettere più fotoni e migliorerebbe anche la direzionalità della radiazione riemessa, con un complessivo aumento della quantità
di fotoni assorbibili dalla cella.
Questo lavoro di tesi è stato rivolto allo studio del fenomeno fisico del MEF ed
all’implementazione di tecniche per realizzare, in modo controllato e riproducibile, sistemi nanoparticella/fluoroforo (molecola fluorescente) per la generazione
di tale fenomeno.
15
16
CAPITOLO 1. INTRODUZIONE
Sono state inizialmente determinate le condizioni sperimentali sotto le quali
si ottiene un incremento nell’emissione di fluorescenza ed è stata verificata la
necessità di posizionare le molecole organiche ad un’opportuna distanza dalle
nanoparticelle metalliche. Però il soddisfacimento di tale requisito non è risultato banale e per questo sono stati sperimentati diversi metodi. Il primo è
stato quello di utilizzare come spaziatore uno strato silice-filico circondante le
nanoparticelle in soluzione e di inglobare i fluorofori in una shell di silice; il secondo, la sintesi chimica di un nuovo materiale composto da strutture costituite
da nanoparticelle d’oro e fluorofori legati covalentemente mediante una catena
alchilica con ruolo di spaziatore; ed infine il terzo, la deposizione su un substrato di nanoparticelle d’oro per spin coating (tecnica largamente utilizzata per
la produzione di dispositivi opto-elettronici basati su materiali organici) di due
film di diversi polimeri, di cui uno con funzione di spaziatore e l’altro di matrice contenente i fluorofori. Quest’ultimo metodo ha portato i migliori risultati,
non soltanto perchè ha permesso d’implementare un sistema facilmente riproducibile per l’osservazione dell’aumento della fluorescenza, ma anche di definire
l’andamento di tale intensificazione al variare della distanza metallo-molecole e
del numero di molecole nella matrice.
La tesi è strutturata nel seguente modo. Nei capitoli 2,3,4 si affrontano gli
aspetti di tipo teorico e riguardano rispettivamente il fenomeno della fluorescenza, le nanoparticelle metalliche e il fenomeno del MEF; il capitolo 5 riguarda le
celle solari organiche, le loro implementazioni ed il possibile utilizzo del MEF
al loro interno; nei capitoli 6-7 si descrivono gli esperimenti svolti e si mostrano e commentano i risultati ottenuti; ed infine nel capitolo 8 sono spiegate in
dettaglio le procedure relative alle sintesi ed alla preparazione dei campioni.
Nelle conclusioni (capitolo 9) viene riassunto il lavoro svolto, sottolineando i
risultati raggiunti, e vengono indicate le possibili prospettive future. Vi sono
poi tre appendici, una riguardante la spettroscopia Raman, una le caratteristiche principali dei materiali utilizzati nelle procedure sperimentali e l’ultima
la descrizione della strumentazione usata per le misure e la preparazione dei
campioni.
Capitolo 2
Fluorescenza
2.1
Fenomeno di fluorescenza
Luminescenza è il termine generale con cui si indica l’emissione di luce da una
qualsiasi sostanza elettronicamente eccitata [Lakowicz, 1999]. In base alla natura degli stati eccitati che entrano in gioco se ne distinguono due tipologie: la
fluorescenza e la fosforescenza.
Il nome fluorescenza deriva dal minerale di calcio e fluoro detto fluorite dal quale questo fenomeno è stato scoperto. Gli stati eccitati in questo caso sono di
singoletto e l’elettrone nell’orbitale eccitato ha spin opposto rispetto a quello
nell’orbitale di ground-state. Per questo la diseccitazione è permessa secondo
le regole di selezione dello spin ed avviene rapidamente con la generazione di
un fotone. Il rate di emissione è tipicamente dell’ordine dei 10−8 s−1 mentre
il tempo di vita dei 10 ns (si definisce tempo di vita di un fluoroforo il tempo
medio che intercorre tra il processo di eccitazione e il ritorno del sistema all’equilibrio).
La fosforescenza, invece, è l’emissione di luce che avviene da livelli eccitati di
tripletto ed in cui l’elettrone nello stato eccitato ha lo stesso spin di quello nel
ground-state. Poichè le transizioni verso lo stato di equilibrio in questo caso
sono proibite, il rate di emissione è più basso ed è dell’ordine dei 10−3 - 100 s−1
e per questo il tempo di vita tipico varia dai millisecondi ai secondi.
2.2
Processo di fluorescenza
I due fenomeni fisici che costituiscono il processo della fluorescenza sono l’assorbimento e l’emissione spontanea (SE). Essi sono indipendenti l’uno dall’altro.
2.2.1
Assorbimento
Il rate di assorbimento [Le Ru, 2009, Prasad, 2004], cioè la probabilità che un
fotone incidente con energia h̄ωL venga assorbito da una molecola, è espresso
dalla seguente relazione:
ΓAbs =
17
PAbs
h̄ωL
(2.1)
18
CAPITOLO 2. FLUORESCENZA
dove PAbs è la potenza assorbita misurata in W che può essere scritta come :
PAbs = σAbs SInc
(2.2)
dove σAbs è la sezione d’urto di assorbimento in m2 e SInc è la densità di potenza
d’eccitazione della radiazione incidente in W m2 . Sostituendo si ha che
ΓAbs =
σAbs SInc
h̄ωL
(2.3)
Valori tipici di ΓAbs sono dell’ordine dei 10−9 s−1 se si considera una λ = 514nm,
σAbs = 4 · 10−16 cm2 e SInc = 10−10 W m2 .
La radiazione incidente viene assorbita solo in parte e la probabilità di transizioni
elettroniche nel sistema è data da ΓAbs . Infatti, quando si illuminano delle
molecole, i fotoni del fascio incidente possono essere assorbiti e/o scatterati
elasticamente o anelasticamente. In entrambi i casi essi inizialmente ’spariscono’
venendo poi trasformati in calore e/o in altri fotoni che generalmente hanno
un’energia ed una direzione differente.
Si possono definire i concetti di potenza incidente PInc e potenza trasmessa
PTra . La PTra è sempre inferiore alla PInc e la loro differenza è detta potenza di
estinzione PExt . Se, come in molti casi accade, contribuiscono all’estinzione solo
l’assorbimento ottico e lo scattering, per la legge di conservazione dell’energia
si può scrivere che
PExt = PAbs + PSca
(2.4)
dove PAbs è la potenza assorbita e PSca è quella legata allo scattering. Si
può anche definire la sezione d’urto di estinzione σExt in relazione a quelle di
assorbimento σAbs e di scattering σAbs nel seguente modo:
σExt = σAbs + σAbs
(2.5)
Generalmente per le molecole il fenomeno di scattering è trascurabile rispetto
all’ assorbimento per cui si può approssimare σExt ≈ σAbs . Invece, per oggetti
con dimensioni superiori, come ad esempio le nanoparticelle, lo scattering non
può essere trascurabile.
2.2.2
Diagramma di Jabłoński
I processi che avvengono tra l’assorbimento e l’emissione di luce, con il conseguente ritorno all’equilibrio, sono illustrati dal diagramma di Jabłoński raffigurato in figura 2.1.
A temperatura ambiente l’energia termica (kB T) non è abbastanza elevata
nè per indurre transizioni verso livelli energetici superiori nè per popolare in modo significativo gli stati vibrazionali eccitati del livello di ground. Normalmente
l’assorbimento di luce avviene nelle molecole che si trovano nella configurazione di minima energia vibrazionale e vengono eccitate su un alto sottolivello
vibrazionale di un livello energetico superiore a quello di ground. Dopo ciò avvengono diversi processi di diseccitazione: infatti gli elettroni eccitati rilassano
rapidamente sul più basso sottolivello vibrazionale di S1 tramite conversioni intrabanda (che avvengono in circa 10−12 s o meno) prima di tornare allo stato di
equilibrio tramite il processo di emissione (si ricordi che l’emissione avviene in
2.2. PROCESSO DI FLUORESCENZA
19
Figura 2.1: Diagramma di Jabłoński. Con la lettera S sono indicati gli stati
di singoletto mentre con T quello di tripletto. Inoltre con il pedice numerico si
indicano i vari livelli energetici da quello fondamentale S0 a quelli con energie
superiori S1 e S2 . Ognuno di essi, sia per il singoletto che per il tripletto, è
composto da un certo numero di sottolivelli vibrazionali enumerati in ordine
crescente. Le transizioni sono disegnate con linee verticali perchè si considera
il processo di assorbimento di luce istantaneo dato che la transizione avviene
nell’ordine dei 10−15 s che è un tempo troppo breve per avere un significativo
spostamento del nucleo (principio di Franck-Condon) [Lakowicz, 1999].
circa 10−8 s). La fluorescenza è il risultato della transizione dal più basso livello
vibrazionale di S1 verso quello più basso di S0 .
In realtà dal livello S1 gli elettroni possono essere anche soggetti al fenomeno
di intersystem crossing cioè ad una conversione interna di spin, che li porta sul
primo stato di tripletto T1 per poi tornare al ground state. Questo processo
dà luogo all’emissione di fosforescenza che generalmente è spostata a maggiori
lunghezze d’onda (energie inferiori) rispetto a quelle dell’assorbimento.
I due processi descritti sono quelli principali ma ve ne sono anche altri che non
vengono trattati.
2.2.3
Emissione spontanea
La definizione della probabilità del fenomeno dell’emissione spontanea (SE) [Le
Ru,2009] risulta essere più complicata rispetto al caso dell’assorbimento poichè
esso risulta dalla competizione tra i diversi canali di rilassamento.
Sia ΓRad il rate (probabilità per unità di volume in s−1 ) di decadimento radiativo (comprende tutti quei processi descritti in precedenza, mostrati tramite il
diagramma di Jabłoński, durante i quali si generano fotoni) e sia ΓNR il rate di
decadimento non radiativo (processo in cui l’energia viene rilasciata sotto forme
diverse dalla radiazione). Si definisce quindi rate di decadimento la probabilità
di rilassamento ΓTot data da:
ΓTot = ΓRad + ΓNR
(2.6)
20
CAPITOLO 2. FLUORESCENZA
Si noti che la grandezza Γ−1
Tot rappresenta il tempo di vita del livello eccitato
cioè il tempo medio che un elettrone passa sullo stato eccitato prima di rilassare
verso il livello energetico fondamentale. Inoltre se sono presenti fenomeni di
decadimento non radiativo Γ−1
Rad non può essere direttamente misurato.
2.3
Caratteristiche dell’emissione di fluorescenza
Il fenomeno della fluorescenza presenta delle caratteristiche generali che vengono
discusse qui di segiuto.
2.3.1
Stokes shift
Si definisce Stokes shift il fenomeno per il quale il picco di emissione di fluorescenza è spostato verso lunghezze d’onda più elevate rispetto a quello di assorbimento ed fu osservato per la prima volta da G.G.Stokes nel 1852. Esso
si verifica perchè la transizione di SE avviene tra livelli energetici più vicini
rispetto a quelli del processo di assorbimento. Infatti, una volta eccitati, gli
elettroni rilassano rapidamente verso il più basso sottolivello vibrazionale di S1
(per maggior chiarezza si veda la figura 2.1) e poi da quest’ultimo sugli alti
livelli vibrazionali di S0 con successive perdite di energia per termalizzazione
per raggiungere poi il sottolivello più basso. Non bisogna però dimenticare altri
possibili effetti dovuti al solvente, all’energy transfer ed ad altro ancora.
L’evidenza sperimentale di questo fenomeno è osservabile in figura 2.2 dove sono
sovrapposti lo spettro di assorbimento e quello di emissione di fluorescenza del
rosa bengala in funzione della lunghezza d’onda.
Figura 2.2: Spettri di assorbimento UV-Vis ed emissione della rodamina 6G.
Si nota chiaramente che il picco di assorbimento non coincide con quello di
emissione, anzi, quest’ultimo è spostato verso una lunghezza d’onda maggiore.
2.3. CARATTERISTICHE DELL’EMISSIONE DI FLUORESCENZA
2.3.2
21
Spettri di emissione
Un ’altra caratteristica tipica degli spettri di fluorescenza è la loro indipendenza
dalla lunghezza d’onda (λ) di eccitazione. Ciò implica che, qualsiasi sia la
λ del fascio incidente, l’andamento dell’intensità di emissione in funzione della
lunghezza d’onda rimanga invariato. Questa regola è nota come regola di Kasha
nonostante fu Vavilov nel 1926 a riportare per primo che l’efficienza quantica
è generalmente indipendente dalla lunghezza d’onda d’eccitazione. La ragione
di ciò si può ritrovare nel fatto che la radiazione incidente promuove elettroni
sul livelli vibrazionali di S1 superiori al primo ma poi questo eccesso di energia
viene rapidamente dissipato con il rilassamento di questi sul più basso livello
vibrazionale di S1 (si faccia riferimento a figura 2.1). Queste transizioni sono
probabilmente il risultato di un’ampia sovrapposizione tra i numerosi stati con
energie simili. Quindi, grazie a questo rapido movimento degli elettroni, la
configurazione elettronica che precede il fenomeno di emissione di fluorescenza
risulta la medesima qualsiasi sia l’energia iniziale degli elettroni. Esistono però
alcune eccezioni come nel caso di fluorofori con due stati di ionizzazione i cui
spettri di assorbimento ed emissione sono diversi o se questi emettono dal livello
S2 anzichè da S1 .
Figura 2.3: A sinistra è rappresentato il principio di Franck-Condon mentre a
destra la mirror symmetry degli spettri di assorbimento e di emissione [Lakowicz,
1999].
Solitamente gli spettri di assorbimento e di emissione sono simmetrici (mirror symmetry) sia perchè vengono coinvolte le stesse transizioni elettroniche
sia per le somiglianze tra i livelli energetici vibrazionali di S0 e S1 . Ciò è in
accordo con il principio di Franck-Condon che afferma che tutte le transizioni
elettroniche sono verticali poichè esse avvengono, data la rapidità del processo,
senza un sostanziale spostamento dei nuclei dalla loro posizione. Da ciò risulta
che, se la probabilità di una particolare transizione tra due livelli vibrazionali è
elevata in assorbimento, la stessa transizione ha alta probabilità in emissione.
Anche qui esistono delle eccezioni ad esempio quando le molecole presentano
una disposizione geometrica differente tra la configurazione eccitata e quella
fondamentale.
22
2.4
CAPITOLO 2. FLUORESCENZA
Tempo di vita e resa quantica di fluorescenza
I più importanti parametri relativi ad un fluoroforo sono resa quantica e tempo
di vita [Lakowicz, 1999, 2001].
In figura 2.4 è rappresentato un diagramma di Jabłoński semplificato che mostra
i processi di emissione radiativa, il cui rate viene indicato con ΓRad , e non
radiativa verso S0 indicata con knr (in questo termine sono considerati tutti i
differenti processi di decadimento non radaitivo).
Figura 2.4: Diagramma di Jabłoński semplificato [Lakowicz, 1999].
La resa quantica di fluorescenza Q è definita come il rapporto tra il numero di
fotoni emessi rispetto al numero di fotoni assorbiti. Assorbimento ed emissione
possono essere definiti tramite ΓRad e knr da cui si ottiene che Q è data da:
Q=
ΓRad
ΓRad
=
ΓRad + knr
ΓTot
(2.7)
dove ΓTot = ΓRad + knr e rappresenta il numero totale di fotoni assorbiti.
Q può assumere valori compresi tra 0 e 1 ed esso si avvicina sempre più ad 1
quanto più knr è inferiore a ΓRad . Sostanze la cui resa è prossima ad uno presentano quindi una maggiore luminosità. Si può inoltre notare che Q sarà sempre
inferiore all’unità a causa del fenomeno dello Stokes shift, sempre presente in
qualsiasi sostanza (si veda il paragrafo 2.3.1).
Tramite Q [Le Ru,1999, Prasad, 2004] si può ricavare la potenza irradiata
PFluo che è l’energia per unità di tempo trasportata dai fotoni di fluorescenza e
misurata in W. Essa è data da:
PFluo = Q · PAbs = Q · σAbs · SInc
(2.8)
dove PAbs è la potenza assorbita, σAbs è la sezione d’urto di assorbimento e SInc
è la densità di potenza di eccitazione della radiazione incidente (per la seconda
ugualianza si faccia riferimento alla relazione 2.2). Se si definisce poi σFluo la
sezione d’urto totale di fluorescenza (per totale si intende il conteggio di tutti i
fotoni di fluorescenza con qualsiasi energia e direzione) come:
σFluo = Q · σAbs
(2.9)
2.4. TEMPO DI VITA E RESA QUANTICA DI FLUORESCENZA
23
allora la relazione 2.8 può anche essere scritta nel seguente modo:
PFluo = σFluo · SInc
(2.10)
L’altro parametro fondamentale è il tempo di vita τ che è definito come il
tempo medio che le molecole passando nello stato eccitato prima di ritornare
alla loro configurazione di equilibrio, ma che può anche essere interpretato come il tempo che il fluoroforo ha a disposizione per interagire con l’ambiente
circostante. Tipicamente è dell’ordine dei 10 ns ed è esprimibile come:
τ=
1
1
=
ΓRad + knr
ΓTot
(2.11)
Si sottolinea che tempo medio significa che solo alcune molecole al tempo t = τ
emetterannno i loro fotoni, altre lo faranno prima ed altre ancora dopo.
In assenza di processi non radiativi il tempo di vita del fluoroforo è chiamato
tempo di vita intrinseco o naturale τn ed è dato da:
τn =
1
ΓRad
(2.12)
τn può anche essere scritto tramite le definizioni di τ (2.11) e di Q (2.7) secondo:
τn =
τ
Q
(2.13)
Non si dimentichi che i valori di resa quantica e tempo di vita possono
venire modificati dall’ambiente circostante come nel caso dell’ aumento del rate di conversione interna o del fenomeno di quenching (trattato nel prossimo
sottoparagrafo).
2.4.1
Quenching della fluorescenza
L’intensità di fluorescenza può essere ridotta da un gran numero di cause tramite
diversi meccanismi. In generale questo fenomeno è chiamato quenching.
Si parla di quenching collisionale quando un fluoroforo eccitato viene deattivato
dal contatto con un’altra molecola della soluzione, chiamata quencher. Tra i
quenchers più comuni si possono enumerare molecole quali l’ossigeno, gli alogeni
e le amine. Tale processo è raffigurato in figura 2.5 tra i percorsi di decadimento
non radiativi. In esso le molecole non vengono chimicamente alterate e l’energia
viene rilasciata sotto forma di calore. Analiticamente è descritto dall’equazione
di Stern-Volmer:
I0
= 1 + K · [Q] = 1 + kq · τ0 · [Q]
(2.14)
I
dove I0 è l’intensità di fluorescenza in assenza di quenchers, I l’intensità in presenza di quenchers, K la costante di quenching di Stern-Volmer, [Q] la concentrazione dei quenchers, kq la costante biomolecolare di quenching e τ0 il tempo
di vita senza quenchers. Si noti che I0 diminuisce linearmente all’aumentare del
numero di quenchers.
Oltre a quello collisionale vi sono altri numerosi processi di quenching che
portano alla riduzione dell’intensità di fluorescenza tra i quali la formazione di
complessi non-fluorescenti tra fluorofori e quenchers (in questo caso si parla di
24
CAPITOLO 2. FLUORESCENZA
Figura 2.5: Diagramma di Jabłoński che mostra il quenching collisionale e il
trasferimento di energia di fluorescenza per risonanza (FRET) [Lakowicz, 1999].
quenching statico perchè non dipende da fenomeni di diffusione o da collisioni)
o meccanismi non molecolari come l’attenuazione della luce incidente da parte
del fluoroforo stesso o di altre speci assorbenti.
2.4.2
Scala dei tempi dei processi molecolari in soluzione
In accordo con il principio di Franck-Condon, l’assorbimento è un processo istantaneo che avviene in meno di 10−15 s per cui, durante questo, si assume trascurabile qualsiasi movimento molecolare. Quindi le misure di assorbimento possono
dare informazioni solo in media sul ground-state delle molecole che assorbono
la luce e solo le particelle di solvente che si trovano nelle vicinanze delle speci
assorbenti influiscono su di esse. In conclusione tali misure non sono sensibili
alla dinamica molecolare e danno solo informazioni mediate sulla shell di solvente attorno al fluoroforo.
Nell’intervallo di tempo che le molecole passano in configurazione eccitata vi è
probabilità di interazioni con le altre particelle della soluzione. Questi fenomeni
sono di tipo dinamico e tra di essi si possono enumerare il quenching collisionale, di cui si è parlato nel sottoparagrago 2.4.1, e il rilassamento del solvente.
Quest’ultimo è una delle cause principali dello Stokes shift ed è assai probabile
nel caso di fluorofori con un momento di dipolo maggiore allo stato eccitato
che non allo stato fondamentale. Esso consiste nella rapida (in tempo di 40
ps o meno) rotazione delle piccole molecole di solvente attorno al dipolo dello
stato eccitato dei fluorofori per orientarsi secondo la loro polarità, cosa che riduce l’energia delle molecole fluorescenti e provoca lo shift nell’emissione verso
lunghezze d’onda maggiori. Tempi tipici sono dell’ordine dei 10−10 s.
2.5
Resonance energy transfer (RET)
Un altro importante fenomeno che può verificarsi quando le molecole sono allo
stato eccitato è il trasferimento di energia per risonanza (RET). Questo processo avviene quando lo spettro di emissione di un fluoroforo detto donore si
2.5. RESONANCE ENERGY TRANSFER (RET)
25
sovrappone a quello di assorbimento di un’altra molecola detta accettore, come
si vede in figura 2.6. L’accettore non deve necessariamente essere fluorescente.
Figura 2.6: Sovrapposizione tra gli spettri di assorbimento UV-Vis ed emissione
della molecole donore ed accettore nel caso di RET [Lakowicz, 1999].
In questo processo di trasferimento di energia non vengono generati dei fotoni e quindi esso non è il risultato di un emissione dal donore con successivo
riassorbimento da parte dell’accettore. Il riassorbimento dell’energia dipende
invece dalla concentrazione complessiva degli accettori (più accettori maggiore
probabilità di RET) e da altri fattori non molecolari come ad esempio la dimensione del campione. L’accoppiamento tra donore e accettore, poichè non
vengono generati fotoni, è di tipo dipolare quindi, la probabilità di questo evento, dipende non solo dall’estensione della sovrapposizione tra i loro spettri ma
che dalla distanza tra le due parti. Il rate di trasferimento energetico kT (r) è
espresso da una legge del tipo:
kT (r) =
1
R0
· ( )6
τD
r
(2.15)
dove R0 è la distanza di Förster che descrive la sovrapposizione tra gli spettri
(valori tipici sono dell’ordine di 30-60 Å), r è la distanza reale tra donore ed
accettore e τD è il tempo di vita del donore in assenza di energy transfer. L’efficienza E del trasferimento di energia di una singola coppia donore-accettore a
una distanza fissata r è:
E=
R06
+ r6
R06
(2.16)
Quindi la probabilità di trasferimento decresce assai velocemente con la distanza
r (si noti che r è alla sesta potenza).
26
CAPITOLO 2. FLUORESCENZA
Capitolo 3
Nanoparticelle metalliche
3.1
Storia
Il primo utilizzo delle nanoparticelle d’oro risale all’epoca medioevale quando
esse venivano inconsapevolmente utilizzate nelle vetrate delle antiche cattedrali
per il loro intenso colore e la ridotta percentuale di luce diffusa.
Figura 3.1: Vetrata della Cattedrale del Duomo di Milano raffigurante la nascita
di Sant’Eligio, patrono degli orafi, realizzata da Niccolò da Varallo (1480-1486).
Il colore rosso è dovuto all’oro colloidale disperso nel vetro.
Nel corso dei secoli i metodi di preparazione per ottenere colloidi per vetrate di vari colori e sfumature sono andati sempre più affinandosi. Tuttavia tali
metodi sono stati tramandati tra gli artigiani solo per via orale al fine di mantenerne la segretezza. Solo dal 1675 si hanno le prime notizie attendibili circa
le ricette impiegate. Furono Andreas Cassius e Johan Knuckel che per primi
descrissero come una mistura di diossido di stagno ed oro in soluzione fosse in
grado di produrre un intenso colore porpora, detto “porpora di Cassio”, utilizzato per colorare vetri e indumenti. La preparazione prevedeva la riduzione di sali
d’oro attraverso Sn(II) derivante dall’ossido in modo da ottenere piccolissime
particelle d’oro in grado di dare questo colore caratteristico. Tuttavia la reale
presa di coscienza del fatto che il color porpora dipendesse dall’oro e dalle sue
27
28
CAPITOLO 3. NANOPARTICELLE METALLICHE
dimensioni si ebbe nel 1802 con Richter, e soltanto nel 1834 con Faraday ci fu
il primo studio “scientifico” sulle colorazioni dei colloidi di oro. Egli dimostrò,
preparando delle soluzioni che andavano dal rosso al blu, che il colore dei colloidi
era dovuto alle dimensioni delle nanoparticelle e non ad un particolare stato di
ossidazione del metallo.
La prima vera teoria sulle particelle metalliche e sul colore dei colloidi metallici
fu quella di Mie (1908). Egli infatti fu in grado di giustificare quantitativamente
i colori delle nanoparticelle risolvendo il problema dello scattering e dell’assorbimento della luce da parte di piccole sfere metalliche, mettendo in relazione la
funzione dielettrica al picco dello spettro di assorbimento.
Oggigiorno l’introduzione delle microscopie TEM (Transmission Electron Microscopy), AFM (Atomic Force Microscopy) e STM (Scanning Tunneling Microscopy) ha permesso di raggiungere la risoluzione atomica dando un forte impulso
alla ricerca sulle nanoparticelle metalliche. La possibilità di analizzare con grande precisione questi sistemi ha inoltre evidenziato i limiti delle interpretazioni
teoriche del passato ed ha permesso lo sviluppo di modelli sempre più completi
e sofisticati in grado di descrivere correttamente le proprietà osservate.
3.2
Sistemi colloidali
Si parla di sistema colloidale [Kalunde, 2001; Lucotti, 2005; Pesapane, 2005;
Morganti, 2010; Shaw, 1992] quando una specie chimica è ben dispersa in una
differente fase continua. Questa dispersione è caratterizzata da moti browniani
e le particelle che la costituiscono non risentono del potenziale gravitazionale
grazie alle loro piccole dimensioni inferiori al micron. Un’altra caratteristica
è l’elevato valore del rapporto superficie/volume e per questo hanno un ruolo
fondamentale le proprietà e i fenomeni di superficie. Un particolare caso di
sistema colloidale è quello delle nanoparticelle metalliche in soluzione che rientra
nella categoria di colloidi liofobi.
3.2.1
Teoria dei sistemi colliodali
Il doppio strato elettrico: strato di Helmholtz e strato diffusivo
Le particelle di un sistema colloidale in sospensione, ottenute per riduzione chimica, presentano un’interfaccia carica chiamata “doppio strato elettrico” (figura
3.2) fondamentale per la loro stabilità. Tale interfaccia si forma durante il
processo di sintesi ed è dovuta all’interazione fra la superficie metallica della
nanoparticella e l’agente riducente utilizzato.
La teoria di Helmholtz del ’doppio strato elettrico’ afferma che lo spazio
circostante una particella può essere suddiviso in due zone da un piano immaginario detto di Helmholtz. Quella più vicina alla superficie, chiamata strato di
Helmholtz, è a sua volta divisa in due: per distanze inferiori all’Amstrong (piano
interno dello strato di Helmholtz) lo spazio è occupato dagli ioni adsorbiti cioè
legati elettrostaticamente ai cationi metallici, mentre per distanze comprese tra
1-5 Å(piano esterno) gli ioni si muovono liberamente risentendo solo in parte
delle forze elettrostatiche. A distanze ancora superiori si ha la seconda zona
denominata strato diffusivo in cui gli ioni della soluzione sono soggetti solo ai
moti browniani causati dall’agitazione termica poichè troppo lontani per risenti-
3.2. SISTEMI COLLOIDALI
29
Figura 3.2: Nanoparticella metallica in soluzione: in evidenza l’interazione elettrostatica fra il metallo M+ e l’agente riducente utilizzato durante la sintesi
X− .
re delle forze elettromagnetiche dovute alla nanoparticella. Si noti che in figura
3.3 anzichè strato Helmontz c’è scritto strato di Stern ma sono la stessa cosa.
La trattazione analitica più semplice della teoria del ’doppio strato diffusivo’
è stata fatta da Gouy e Chapman agli inizi del ’900 e si basa sulle seguenti ipotesi:
• la superficie della nanoparticella è assunta planare e uniformemente carica
• gli ioni della parte diffusiva sono approssimabili come cariche puntiformi
distribuite secondo la statistica di Boltzmann
• il solvente influenza il doppio strato solo attraverso la sua costante dielettrica
• si assume la presenza di un singolo tipo di elettrolita simmetrico
Sulla base di queste assunzioni si ottiene come risultato un andamento del
potenziale nello strato diffusivo del tipo:
ψ = ψd · (r/x) · exp[−κ(x − r)]
(3.1)
dove ψd è il potenziale sul piano di Helmholtz, r è il raggio della particella, x
la variabile che misura la distanza della particella dalla superficie, mentre 1/κ
è un parametro che quantifica l’estensione dello strato diffusivo detto distanza
di Debye.
Nel caso in cui però non vengano rispettate tutte le ipotesi sopra elencate non
è più possibile utilizzare questa equazione per descrivere l’andamento del potenziale nella zona dello strato diffusivo; in tal caso infatti si deve rinunciare a
soluzioni analitiche e ricorrere a complesse integrazioni numeriche.
Stabilità dei colloidi
Una delle caratteristiche più peculiari dei colloidi metallici è la loro stabilità
che permette alle particelle di non aggregare rimanendo ben disperse. Ciò è
30
CAPITOLO 3. NANOPARTICELLE METALLICHE
Figura 3.3: Andamento del potenziale in funzione della distanza dalla nanoparticella metallica (si noti il cambiamento di pendenza a cavallo del piano di
Stern.
dovuto al bilanciamento delle forze in gioco: quella attrattiva di Van der Waals
a corto raggio dovuta alla naturale attrazione elettrostatica tra due corpi (il suo
andamento è proporzionale a 1/r7 ) e quella elettrostatica repulsiva generata dal
doppio strato di carica che decresce esponenzialmente con la distanza (figura
3.4). Quindi, come si vede in figura 3.5, per brevi distanze prevale il contributo
attrattivo mentre a distanze intermedie quello repulsivo.
Guardando il potenziale dal punto di vista di una particella in movimento
che arriva da grandi distanze con un’energia circa pari a kB T (energia termica), essa vede un primo stato di equilibrio instabile (buca di potenziale poco
profonda) dal quale facilmente potrà uscire grazie alla sua energia, una barriera di potenziale ed un altro stato di equilibrio però, questa volta, stabile.
Quest’ultimo è una profonda buca di potenziale che rappresenta lo stato per
l’aggregazione. Un discorso a parte bisogna farlo per la barriera di potenziale
più o meno alta che è indice della stabilità del colloide. Infatti all’aumentare del
massimo aumenta la barriera da superare per promuovere l’aggregazione delle
due particelle. Per avere una stima seppur approssimata della stabilità di un colloide si può confrontare il massimo del potenziale con l’energia cinetica (termica)
media delle particelle (kB T). Se tale valore risulta maggiore rispetto all’energia
cinetica allora il sistema è stabile, altrimenti il colloide tenderà a coagulare più
il potenziale è inferiore all’energia delle particelle. In buona approssimazione
l’altezza della barriera di energia potenziale che ostacola l’aggregazione dipende
3.2. SISTEMI COLLOIDALI
31
Figura 3.4: V(1) e V(2), derivando da due differenti potenziali repulsivi sommati
al potenziale attrattivo comune VA , danno luogo a due andamenti diversi dei
potenziali netti. Nel caso del potenziale V(2) il colloide non è stabile poichè non
si crea la barriera di potenziale.
dal tipo di colloide, dal valore di ψd (cioè dalla carica superficiale che lo stabilizza) e dallo spessore dello strato diffusivo 1/κ, come mostrato nelle figure
3.6 - 3.7, dove sono riportate curve di potenziale calcolate analiticamente dalle
teorie di Deryagin-Laundau (1941) [Deryagin,1941] e Verwey-Overbeek (1948)
[Verwey,1948].
Il comportamento delle curve di potenziale, e quindi degli stessi colloidi al
variare del parametro κ, merita un ulteriore commento. Infatti numerosi studi sperimentali e teorici sulla stabilità dei colloidi in soluzione hanno permesso
di comprendere la loro forte sensibilità alla quantità e valenza dell’ elettrolita.
Si definisce allora una grandezza caratteristica detta concentrazione di coagulazione critica che è la concentrazione di elettrolita al di sopra della quale si
ha il cosiddetto effetto di compressione dello strato diffusivo. Questo effetto fa
sì che le nanoparticelle si possano avvicinare molto le une alle altre, a causa
dello screening dovuto al troppo elettrolita, aumentando così la probabilità di
aggregazione.
Sintesi dei colloidi
Diversissimi sono i metodi per produrre nanoparticelle metalliche ma quello più
usato è il metodo di sintesi chimica in soluzione in quanto è particolarmente
veloce, economico ed ottimale dal punto di vista del controllo dei parametri
sperimentali che possono essere facilmente variati al fine di ottenere nanoparticelle con concentrazione, dimensione, forma e stabilità diverse.
Il processo di sintesi può essere suddiviso in due parti: lo stadio di nucleazione
32
CAPITOLO 3. NANOPARTICELLE METALLICHE
Figura 3.5: Andamento del potenziale d’interazione fra due particelle in soluzione: la distanza di equilibrio è il valore di r tale per cui la dE/dr = 0. Per
dE/dr < 0 si ha repulsione mentre per dE/dr > 0 si ha attrazione.
Figura 3.6: Curve di potenziale calcolate per vari valori del potenziale ψd per
un sistema a 298 K fra due particelle dal diametro di 10−7 m. Sulla destra
è riportata una scala delle energie termiche da confrontare con il valore del
massimo per valutare la stabilità del sistema.
3.2. SISTEMI COLLOIDALI
33
Figura 3.7: Curve di potenziale per vari valori del parametro κ calcolate a 289K
per due particelle con diametro di 10−7 m. All’aumentare dello spessore dello
strato diffuso, cioè al diminuire di κ, aumenta la stabilità del sistema.
degli ioni metallici e quello di accrescimento degli aggregati (figura 3.8).
Figura 3.8: Schema generale di sintesi chimica di nanoparticelle metalliche. Si
parte da ioni metallici in soluzione e tramite un agente riducente si formano
inizialmente degli aggregati di atomi del metallo che poi si accrescono man
mano che altri ioni metallici vengono ridotti sulla superficie del cluster.
Stadio di nucleazione
La fase iniziale è quella della nucleazione che porta alla formazione dei primi
aggregati grazie alle collisioni tra gli ioni metallici dispersi in soluzione. Essi,
infatti, muovendosi in modo casuale, hanno una certa probabilità di urtare un
altro ione ma non tutte le collisioni portano all’aggregazione. L’urto deve essere
abbastanza energetico da far superare la barriera di potenziale repulsivo e da
far avvicinare le due particelle affinchè si crei un forte legame chimico (cioè,
supposto uno ione fermo e l’altro in moto, quest’ultimo, superata la barriera,
deve cadere nella profonda buca di potenziale, di cui si è parlato nella sezione
34
CAPITOLO 3. NANOPARTICELLE METALLICHE
sulla stabilità dei colloidi). Per meglio capire il processo si faccia riferimento
alla figura 3.5.
Dal punto di vista termodinamico l’energia libera di Gibbs G necessaria per
formare un nucleo sferico di raggio r da una soluzione sovrassatura è esprimibile
come:
∆G = −∆GV + ∆GS = −4/3πr3 ∆GV + 4πr2 ∆GS
(3.2)
dove il primo termine è il contributo di volume mentre il secondo rappresenta
l’energia necessaria per creare una nuova superficie. Dalla figura 3.9 si vede che
esiste una dimensione minima di r al di sotto della quale le particelle non sono
stabili e e facilmente disaggregano (per ∆G>0 che significa ∆GS >∆GV , quindi
è favorita la formazione di superfici) mentre arrivati ad un certo raggio critico
rc (oltre il quale prevale il contributo negativo di volume per cui si ha ∆G<0) si
stabilizzano e aumentano in dimensione. La cinetica di nucleazione è del primo
ordine ed il numero di nuclei che si formano nel tempo è dato da:
Nt̄ = N∞ (1 − e−kt )
(3.3)
in cui Nt̄ è il numero di nuclei formati al tempo t̄, N∞ il numero di nuclei formati
al termine della reazione e k la costante cinetica del primo ordine. Quest’ultima
cresce con la temperatura secondo la legge di Arrhenius:
ln k = ln A −
Ea
RT
(3.4)
dove A è una costante detta fattore di frequenza, R è la costante cinetica dei gas,
T è la temperatura ed Ea è l’energia di attivazione del processo di nucleazione
che dipende dal tipo di ioni metallici.
Figura 3.9: Andamento dell’energia libera all’aumentare del raggio della particella corrispondente ad un certo numero di atomi. Per raggi maggiori del
raggio critico rc l’accrescimento della particella è favorito perchè comporta una
diminuzione dell’energia libera.
3.3. TEORIA SULLE NANOPARTICELLE
35
Stadio di accrescimento
Come si è visto dall’equazione 3.2, oltre una certa dimensione critica, i primi aggregati crescono in dimensione assumendo la forma più consono per minimizzare
l’energia libera. L’accrescimento ha termine con l’esaurimento del reagente.
3.3
3.3.1
Teoria sulle nanoparticelle
Modello di Drude-Lorentz-Sommerfield: oscillazione di plasma nel caso di piccole particelle metalliche
sferiche
Un approccio semplice sebbene approssimato per lo studio di piccole particelle metalliche è il modello di Drude-Lorentz-Sommerfield [Fort,2008; Klabunde,2001; Moores,2006] che permette di ottenere un valido risultato per la costante dielettrica (ω). Esso tiene conto solo delle transizioni elettroniche intrabanda nonostante sia stato dimostrato che anche le transizioni interbanda
hanno una certa rilevanza soprattutto per i metalli nobili.
Gli elettroni di conduzione nei metalli sono sono debolmente legati ai nuclei
per cui possono essere considerati liberi. Ciò fa sì che, sotto l’azione di una
radiazione elettromagnetica, la nuvola elettronica di densità di carica si muova,
oscillando, in modo significativo dalla posizione di equilibrio. Si generano così
delle rarefazioni e delle concentrazioni di carica che creano delle forze di richiamo
volte a ripristinare la neutralità. Queste oscillazioni se sono nel bulk vengono
dette “onde di plasma”, se sono localizzate su una superficie vengono denominate
“plasmoni di superficie”.
Nel caso particolare delle nanoparticelle metalliche il campo elettrico dell’onda
incidente sulla particella, che ha dimensioni inferiori alla lunghezza d’onda della
radiazione, sposta collettivamente gli elettroni di conduzione mentre i nuclei
atomici sono considerati fissi, come schematizzato in figura 3.10. Lo squilibrio
Figura 3.10: Spostamento della nube elettronica rispetto alla posizione del
nucleo dopo l’interazione con un campo elettromagnetico incidente E.
di carica elettrica tra la superficie e l’interno della particella dà quindi origine
ad una forza di richiamo. Allora se la frequenza della radiazione incidente ω è in
risonanza con le oscillazioni collettive ωp , cioè ω ≈ ωp , anche un debole campo
elettrico può portare a forti oscillazioni generando plasmoni di superficie, che in
questo caso sono detti risonanti. Si crea in questo modo un dipolo oscillante in
36
CAPITOLO 3. NANOPARTICELLE METALLICHE
grado di riemettere un campo elettromagnetico nel mezzo in cui la nanoparticella
è posta.
Per valutare la risposta ad un campo elettrico esterno si calcolano i contributi
delle varie forze su un singolo elettrone e poi si moltiplica per il numero di
elettroni. In un legame chimico gli elettroni che si spostano dalla posizione di
equilibrio risentono di una forza di richiamo elastica di costante k dovuta alle
cariche positive dei nuclei mentre nei metalli la carica nucleare è schermata
dalla nuvola di elettroni di conduzione e quindi non risentono di questa forza di
richiamo.
Si tenga inizialmente conto della della forza elastica di richiamo per vedere la
sua influenza sul sistema in oggetto. In seguito si introdurrà l’ipotesi di elettroni
liberi ponendo cioè k = 0. Il campo elettrico della radiazione monocromatica
incidente di frequenza ω ha la seguente espressione:
E(t) = E0 e−iωt
(3.5)
mentre l’equazione del moto dell’elettrone
∂x
∂2x
+γ
+ kx = qe E0 e−iωt
(3.6)
∂t2
∂t
in cui me , γ , k, qe sono rispettivamente la massa dell’elettrone, il fattore di
smorzamento viscoso, la costante elastica della forza di richiamo e la carica dell’elettrone. La costante k tiene conto della forza di richiamo dei nuclei e della
polarizzazione sulla superficie metallica indotta dalla radiazione e il fattore di
smorzamento γ dei fattori che rallentano od ostacolano il moto dell’elettrone
come imperfezioni reticolari, collisioni con altri elettroni o fononi ed anche dell’effetto di confinamento superficiale.
La soluzione complessa dell’equazione 3.6 è la seguente:
me
x(t) =
qe
E(t)
me ω02 − ω 2 − iωd ω
(3.7)
p
con ω0 = k/me frequenza di risonanza di un oscillatore di costante elastica k
e massa me e ωd = γ/me frequenza di smorzamento.
Per legare il moto dell’elettrone alla risposta ottica macroscopica si introduce
il concetto di momento di dipolo che per un singolo elettrone che è dato dalla
relazione:
µ = qe x
(3.8)
Allora la polarizzazione complessiva del mezzo P è:
P = N µ = N qe x =
N qe2
E(t)
me ω02 − ω 2 − iωd ω
(3.9)
dove N è il numero di oscillatori, cioè di elettroni, per unità di volume.
P è legato alla funzione dielettrica complessa tramite la seguente relazione:
(ω) = 1 +
P
0 E
(3.10)
in cui 0 è la costante dielettrica del vuoto. Sostituendo nella 3.10 la 3.9 si
ottiene l’espressione della funzione dielettrica complessa dei metalli:
3.3. TEORIA SULLE NANOPARTICELLE
(ω) = 1 +
ωp2
N qe2 /me 0
=
1
+
ω02 − ω 2 − iωd ω
ω02 − ω 2 − iωd ω
37
(3.11)
p
in cui ωp =
N qe2 /me 0 è detta frequenza di plasma o onda di plasma e
rappresenta la frequenza di oscillazione caratteristica della nuvola elettronica.
Distinguendo la parte reale 1 (ω) da quella immaginaria 2 (ω) si ha:
1 (ω) = 1 +
2 (ω) =
ωp2 (ω02 − ω 2 )
(ω02 − ω 2 )2 + ωd2 ω 2
ωp2 ωd ω
(ω02 − ω 2 )2 + ωd2 ω 2
(3.12)
(3.13)
Nel caso di elettroni liberi in banda di conduzione, come detto, si può trascurare la forza di richiamo dei nuclei atomici ponendo k = 0 e quindi ω0 =0.
Per cui le relazioni sopra diventano:
ωp2
ω 2 + ωd2
(3.14)
ωp2 ωd
ω(ω 2 + ωd2 )
(3.15)
1 (ω) = 1 −
2 (ω) =
Una ulteriore approssimazione, giustificata se si considerano frequenze nel
visibile, è considerare ω ωd (modello quasi-statico di Rayleigh). Avremo
quindi come espressioni finali:
1 (ω) = 1 −
2 (ω) = ωd
ωp2
ω2
ωp2
ω3
(3.16)
(3.17)
Quanto detto finora vale per i metalli ‘bulk’ ma nel nostro caso le dimensioni nanometriche della particella sono dello stesso ordine di grandezza del libero
cammino medio dell’elettrone lb . Ciò vuol dire che, quando il diametro 2r della
nanoparticella di raggio r è minore di lb , gli elettroni di conduzione saranno scatterati dalla superficie della particella prima che da una qualsiasi altra collisione.
Si introduce allora un libero cammino medio effettivo così definito:
1
1
1
= +
leff
r
lb
(3.18)
da cui si ottiene che la frequenza di smorzamento, rapporto fra la velocità degli elettroni al livello di Fermi vF e il libero cammino medio, è data
dall’espressione:
ωd =
vF
leff
(3.19)
38
3.3.2
CAPITOLO 3. NANOPARTICELLE METALLICHE
Teoria di Mie
La teoria di Mie [Kelly,2002; Lakowicz,2004; Moores,2006]è una delle poche che
dà una soluzione esatta del problema elettromagnetico di particelle sferiche. La
sua soluzione è abbastanza complessa poichè è espressa mediante le funzioni
sferiche di Bessel e le armoniche sferiche.
Questo modello riguarda la descrizione delle proprietà di scattering di una sfera
dielettrica o metallica di dimensioni arbitrarie ma può essere facilmente esteso
ai casi di sfere multilayer o di più sfere. Il caso più semplice considera materiali omogenei, isotropi e non magnetici le cui proprietà ottiche sono espresse
tramite la funzione dielettrica dipendente dalla frequenza (ω) e la dipendenza
temporale è troncata al secondo ordine (approssimazione armonica). La parte
più delicata di tale teoria è la determinazione delle condizioni al contorno alle
interfacce e/o all’infinito. La maggior difficoltà sta infatti nel risolvere il problema di Maxwell in modo tale che vengano soddisfatte tutte le condizioni al
contorno. Si deve sottolineare inoltre che nella trattazione campo elettrico e
magnetico sono scritti in termini di coordinate sferiche cioè come serie infinita
di un set completo di vettori delle armoniche sferiche.
Tra i risultati ottenuti è molto importante quello relativo all’influenza della dimensione della nanoparticella sulla frequenza di assorbimento plasmonica. Si
ricava infatti che il coefficiente di estinzione, per una nanoparticella le cui dimensioni siano tali da poter trascurare i dipoli elettrici di ordine superiore al
primo poichè le sue dimensioni sono di molto inferiori alla lunghezza d’onda del
campo incidente, è dato dall’espressione:
Cext =
2
12π 3 3/2
r m ω
c
(1 + 2m )2 + 22
(3.20)
da cui si vede che la diminuzione delle dimensioni della particella portano all’aumento della frequenza di smorzamento ωd modificando così la funzione dielettrica e causando l’allargamento della banda e la diminuzione del massimo
di assorbimento. La posizione del picco dovrebbe però essere poco perturbata
per piccoli cambiamenti di ωd ma per grandi smorzamenti si ha uno shift, ben
visibile anche sperimentalmente, verso energie minori.
L’estinzione totale di una nanoparticella è costituita da due contributi: il primo
è quello dello scattering dovuto alla diseccitazione dei plasmoni per meccanismi
radiativi, il secondo è quello di assorbimento tramite meccanismi di diseccitazione non radiativi che dissipano calore. Ad una certa lunghezza d’onda incidente
quindi, il dipolo indotto in una nanosfera, oltre a generare un campo esterno,
incide sulle sezioni d’urto di assorbimento e di scattering. Per nanoparticelle
con diametro molto minore della lunghezza d’onda incidente si ha
σAbs =
2π
√
λ0
σScat =
√
8π 2 m 3
p
− m
|= | =
r |=(
)|
m E 0
λ
+ 2m
8π 3 p2
128π52m 6 − m 2
=
r |
|
3
2
4
3λ 0 E0
3λ4
+ 2m
(3.21)
(3.22)
Da queste due espressioni si vede che il plasmone ha il picco di risonanza
alla medesima lunghezza d’onda per assorbimento, scattering e, come si vede
nel prossimo paragrafo, anche per l’intensità del campo elettrico locale. É anche
3.3. TEORIA SULLE NANOPARTICELLE
39
molto importante notare che σAbs ∝ r3 mentre σScat ∝ r6 . Quindi per particelle molto piccole è dominante l’assorbimento mentre, all’aumentare del raggio
della sfera, il contributo di scattering comincia a farsi sentire fino a divenire
predominante per particelle di diametro intorno ai 100 nm.
3.3.3
Enhancement elettromagnetico
Il campo elettromagnetico all’esterno di una nanoparticella metallica EM è dato
dalla somma del campo incidente E0 e del campo dovuto al dipolo oscillante
generato dall’eccitazione plasmonica Esp [Kneipp,1996, 1997]. Quindi si ha:
EM = E0 + Esp
(3.23)
Nel caso semplice di nanoparticelle, con diametri fino a 40 nm, il modello
quasi-statico di Rayleigh è un’ottima approssimazione per cui si possono trascurare effetti di ritardo dovuti a campi elettromagnetici autoindotti (figura 3.11),
cioè sulla superficie della nanoparticella, le cui dimensioni sono inferiori alla
lunghezza d’onda della radiazione incidente, si approssima costante la fase del
campo elettrico E0 . Questa ipotesi permette di usare l’equazione dell’elettrostatica per calcolare la risposta di una sfera metallica ad un campo elettrico ed
allora la polarizzabilità α della sfera metallica con costante dielettrica complessa
= 1 + i2 è data dalla relazione di Lorentz:
α = 3V 0 m
− m
− m
= 4πr3 0 m
+ 2m
+ 2m
(3.24)
dove m è la costante dielettrica del mezzo e r il raggio della particella.
Nella sfera immersa nel campo E0 viene indotto un momento di dipolo p localizzato al centro della sfera che ha la seguente espressione ottenuto dalla definizione
di p ( p = αE0 ) e dalla relazione 3.24:
− m
E0
+ 2m
(3.25)
− m
1
E0
+ 2m (r + d)3
(3.26)
p = 4πr3 0 m
Esso genera un campo elettrico
Esp = r3 0 m
dove d è la distanza tra la superficie della particella ed un punto nello spazio ad
essa circostante come si vede in figura 3.12.
Da questa equazione possiamo vedere che il campo generato dalla nanoparticella è massimo quando 1 ≈ −2m e 2 è piccola. Ci si rende conto quindi
che la frequenza di risonanza plasmonica prevista dal modello Drude-LorentzSommerfield deve essere corretta per il caso specifico di sistema nanometrico.
Dalla equazione 3.16 si vede che i modi collettivi sono in risonanza quando
ω = ωp che si ottiene se 1 = 1. Nel caso delle nanoparticelle, come appena
visto, l’intensificazione del campo si ha quando 1 = −2m . Inserendo questa
condizione nell’equazione 3.16 si ha che:
−2m = 1 −
ωp2
ω2
(3.27)
40
CAPITOLO 3. NANOPARTICELLE METALLICHE
Figura 3.11: Modello quasi-statico per una particella immersa in un campo
elettrico.
Figura 3.12: Il campo elettrico all’esterno di una nanosfera metallica è dato dalla
somma del campo incidente E0 e del campo del dipolo oscillante Esp sviluppato
dalle oscillazioni plasmoniche.
da cui si ricava la frequenza di risonanza del plasmone di superficie per una
nanosfera:
ωp
ω=√
(3.28)
1 + 2m
cioè ω è inferiore a ωp e l’assorbimento ha il massimo a lunghezze d’onda della
radiazione visibile.
Per valutare l’enhancement del campo elettrico supponiamo Esp E0 . Allora
il fattore di intensificazione, definito come il rapporto tra il campo fuori la
nanoparticella irradiata e quello della radiazione incidente, è
A(ω) =
Esp (ω)
− m
r 3
EM (ω)
≈
=
(
)
E0 (ω)
E0 (ω)
+ 2m r + d
(3.29)
mentre l’intensità della radiazione elettromagnetica risulta:
Gem (ω) = |A(ω)|2 = |
(ω) − m 2 r 6
| (
)
(ω) + 2m r + d
(3.30)
3.4. VARIABILI CHE INFLUENZANO LA RISONANZA PLASMONICA 41
3.4
Principali variabili che influenzano la risonanza plasmonica
L’ampiezza e la frequenza delle oscillazioni plasmoniche [Colbey,2009; Kelly,2002;
Underwood 1994], che influiscono direttamente sulle proprietà ottiche, dipendono principalmente da quattro fattori: forma, dimensione, tipo di metallo e
solvente.
3.4.1
Effetto del solvente
L’espressione della frequenza di risonanza del plasmone di superficie ottenuta in
precedenza e qui di seguito riportata:
ω=√
ωp
1 + 2m
può essere riscritta in funzione della lunghezza d’onda, ottenendo
√
λ = λp 1 + 2m
(3.31)
(3.32)
da cui si verifica facilmente l’influenza della costante dielettrica del solvente sulla
posizione del picco di assorbimento plasmonico. In figura 3.13 si vede il grafico
ottenuto utilizzando la relazione 3.32 e si nota un aumento praticamente lineare
della lunghezza d’onda del picco di assorbimento all’aumentare della m del
solvente. Questo risultato non rispecchia esattamente l’evidenza sperimentale
in quanto non si è tenuto conto degli effetti di smorzamento e delle transizioni
elettroniche interbanda trascurate nel modello di Drude-Lorentz-Sommerfield
ma importanti per i metalli nobili. Considerando anche questi due contributi la
relazione si riscrive nel seguente modo
√
λ = λp ∞ + 2m
(3.33)
dove si è inserita ∞ quale costante dielettrica alla alte frequenze.
Bisogna anche tenere conto che ogni fattore che influenza la costante dielettrica del mezzo avrà un effetto sulla posizione del plasmone. Quindi se le
particelle sono disperse in un solvente, oltre che dalla sua natura intrinseca, il
plasmone sarà influenzato dalla presenza o meno di una qualsiasi altra specie
carica. Infine non bisogna dimenticare che sulla nanoparticella sono adsorbite
delle speci cariche per la sua stabilità che possono modificare il valore locale
della rispetto a quello medio del mezzo. Per cui l’espressione 3.33 deve essere
modificata in base al caso studiato.
3.4.2
Dimensione delle nanoparticelle
Anche piccole variazioni in dimensione hanno un’ influenza importante sulle
proprietà ottiche e sul colore delle nanoparticelle. All’aumentare del raggio, infatti, aumenta la lunghezza d’onda di risonanza plasmonica: ciò comporta un
red-shift del picco di assorbimento ed anche un allargamento del picco stesso.
In figura 3.15 è riportato un esempio della variazione del coefficiente di scattering al variare delle dimensioni delle nanoparticelle di argento in acqua per due
geometrie fissate.
42
CAPITOLO 3. NANOPARTICELLE METALLICHE
Figura 3.13: Andamento teorico del picco di risonanza plasmonica al variare
dell’indice di rifrazione del mezzo in cui sono immerse le nanoparticelle. Si può
considerare per il mezzo m = n2 con n indice di rifrazione del mezzo (non assorbente) [Brust,1994 [18]; Frohlich,1958]. Le due rette sono ricavate entrambe
utilizzando l’equazione 3.33 ma solo in una si è tenuto conto anche delle transizioni interbanda come nella equazione 3.34. Con questo modello non si prendono
però in considerazione gli effetti di smorzamento dovuti alle dimensioni delle particelle quindi si può pensare che esso sia adatto a prevedere il comportamento di
nanoparticelle con diametro intorno ai 40 nm. I dati sperimentali sono in buon
accordo con la teoria.
Figura 3.14: Valori del diametro medio delle nanoparticelle in funzione del
massimo di assorbimento.
3.4. VARIABILI CHE INFLUENZANO LA RISONANZA PLASMONICA 43
Figura 3.15: Al variare delle dimensioni delle nanoparticelle varia la posizione
del picco di scattering [Wilson].
3.4.3
Tipo di metallo
Ovviamente anche il tipo di ioni che costituiscono le nanoparticelle influiscono
sulla risonanza plasmonica. Infatti, in base alla specie chimica, le particelle crescono con dimensioni e forme diverse, parametri che, come già visto, modificano
ωp .
3.4.4
Forma delle nanoparticelle
Un’ altro importante fattore da considerare è l’influenza della geometria delle
nanoparticelle sulla risonanza del plasmone. Se le particelle sono di forma non
sferica entrano in gioco complessi fattori geometrici. Ad esempio la polarizzabilità delle particelle dipende dalla loro forma: lungo l’asse maggiore di uno
sferoide la condizione di risonanza subisce un red-shift rispetto al caso della
sfera. Oppure per particelle di forme ancora più particolari entrano in gioco
anche effetti di punta (cioè il campo elettrico nelle vicinanze di uno spigolo è
più intenso di quello vicino ad una superficie piana) e l’induzione di un momento
di dipolo di ordine superiore al primo.
In figura 3.16 si mostrano varie geometrie di nanoparticelle di argento, ottenibili in soluzione al variare dei parametri operativi e i relativi picchi di risonanza
plasmonica. Gli spettri in rosso riportano il contributo di assorbimento, quelli in
blu il contributo di scattering, mentre quelli in nero il contributo di estinzione,
somma dei primi due.
44
CAPITOLO 3. NANOPARTICELLE METALLICHE
Figura 3.16: Picchi di risonanza plasmonica per varie geometrie di nanoparticelle
di argento in soluzione acquosa.
Capitolo 4
Metal Enhanced Fluorescence
(MEF)
Fino ad ora nanoparticelle metalliche e molecole con proprietà di fluorescenza
sono state studiate separatamente, ma cosa accade se si costituisce un sistema
con la presenza di entrambe?
Esperimenti [Lakowicz,2001] hanno mostrato che nelle vicinanze di nanostrutture metalliche si hanno principalmente due effetti: aumento o diminuzione del
campo elettrico sentito dal fluoroforo e aumento o diminuzione del rate di decadimento radiativo. Per capire in che modo la vicinanza di superfici metalliche
influisce sulla fluorescenza rivediamo alcuni concetti già visti nel capitoli 2 e 3
ma ponendo l’attenzione sugli aspetti significativi.
Un fluoroforo [Geddes,2002; Lakowicz,2004; Prasad, 2004] può essere pensato
come un dipolo oscillante ad alta frequenza che può interagire con il dipolo
indotto nel metallo. Ciò modifica il rate di emissione e la distribuzione spaziale
dell’energia irradiata. Gli effetti sul campo elettrico e sul rate di decadimento
non dipendono solo dalla distanza ma anche dalla geometria delle nanoparticelle
e possono essere dell’ordine di 103 volte.
4.1
Resa quantica e tempo di vita
I due parametri fondamentali per un fluoroforo, resa quantica e tempo di vita,
vengono modificati dalla presenza di strutture metalliche nel modo descritto di
seguito. Si indicano con il pedice 0 i parametri in assenza di strutture metalliche
e con il pedice m quelli in presenza. Siano ΓRad il rate di decadimento radiativo
e knr il rate complessivo di tutti i processi di deattivazione che riducono il numero di fotoni di fluorescenza.
La resa quantica di fluorescenza di un fluoroforo Q0 , che rappresenta la competizione tra processi radiativi e non radiativi, è stata già definita come:
Q0 =
ΓRad
ΓRad + knr
45
(4.1)
46
CAPITOLO 4. METAL ENHANCED FLUORESCENCE (MEF)
e il tempo di vita di fluorescenza o tempo di decadimento τ0 come
τ0 =
1
ΓRad + knr
(4.2)
Le variazioni indotte dalla presenza di un metallo sono tenute in conto nelle
espressioni di Q e τ tramite il termine Γm che rappresenta un canale di decadimento radiativo aggiuntivo dovuto all’interazione tra le due parti, come si vede
dalla figura 4.1. Allora le relazioni 4.1 e 4.2 diventano:
Qm =
ΓRad + Γm
ΓRad + Γm + knr
(4.3)
τm =
1
ΓRad + Γm + knr
(4.4)
La grandezza ΓRad non viene sostanzialmente modificata dalla presenza del
Figura 4.1: Diagrammi di Jabłoński semplificati in presenza e in assenza di
metallo [Lakowicz,1999].
metallo poichè essa dipende dal coefficiente di estinzione che risente molto poco
dell’ambiente circostante, mentre invece lo è knr . In particolare Q e τ aumentano
al diminuire di knr e viceversa. Da ciò si può chiaramente capire perchè fluorofori
con Q0 piccolo, knr grande, sono più facilmente influenzati: infatti, più è alto il
valore di knr , più facile è modificarne valore.
Dalla figura 4.2 si vede che all’aumentare di Γm τm diminuisce mentre Qm
aumenta grazie alla presenza del metallo. Inoltre, per valori di Q0 elevato il
tempo di vita viene fortemente modificato, come si vede dalla rapida decrescita
al variare di Γm , invece Qm rimane pressocchè invariato per valori di Q0 vicini
all’unità mentre aumenta per valori di molto inferiori ad uno.
4.1. RESA QUANTICA E TEMPO DI VITA
47
Figura 4.2: Effetto dell’incremento del rate di decadimento radiativo indotto dal
metallo sul tempo di vita e la resa quantica dei fluorofori per vari valori della
resa quantica naturale [Lakowicz,2001].
48
4.2
CAPITOLO 4. METAL ENHANCED FLUORESCENCE (MEF)
Effetti di particelle metalliche sulle transizioni di un fluoroforo
Il più importante parametro nell’interazione molecole-metallo è la distanza d
infatti, al suo variare, si osservano differenti effetti sul comportamento delle molecole fluorescenti. Per d<50 Å, l’effetto complessivo, che decresce come d−3 ,
Figura 4.3: Effetti dovuti alle particelle metalliche sulle transizioni di un fluoroforo. Le particelle metalliche possono causare il fenomeno di quenching (knr ),
concentrare il campo incidente (Em ) e aumentare il rate di decadimento radiativo
(Γm ) [Lakowicz,2001].
è di quenching cioè di smorzamento delle oscillazioni del dipolo di fluoroforo
a causa di un accoppiamento dipolare con il metallo. Tale accoppiamento dà
luogo al trasferimento di energia dal fluoroforo al plasmone di superficie della
nanostruttura, come nel caso del RET, con conseguente riduzione del decadimento radiativo e del tempo di vita nella molecola. Per d compreso nel range
tra 50-200 Å, invece, esperimenti mostrano un enhancement delle fluorescenza
che implica l’aumento di Q, dovuto alla presenza di un campo elettrico locale amplificato dal metallo, e la diminuzione di τ causata dall’ accoppiamento
elettromagnetico. Infine per distanze ancora superiori i fluorofori sono troppo
distanti dal metallo per risentire dei suoi effetti e quindi si comportano come in
loro assenza.
4.3
Quenching
Il fenomeno di quenching, caratteristico delle brevi distanze tra fluoroforo e metallo, induce tre contributi fondamentali: riduce il tempo di vita, diminuendo
4.4. RESONANCE ENERGY TRANSFER
49
quindi la probabilità di processi di deattivazione quali il quenching collisionale, aumenta la fotostabilità del fluoroforo e il numero di cicli di eccitazionedecadimento. Tutti e tre sono dovuti, come detto del paragrafo precedente,
all’accoppiamento dipolare tra le due parti. Nella figura 4.4 è raffigurato il con-
Figura 4.4: Confronto degli effetti sulla resa quantica e sul tempo di vita in
presenza di quenchers o di colloidi metallici [Lakowicz,2001].
fronto tra ciò che accade al tempo di vita ed alla resa quantica in presenza di
quenchers o di colloidi metallici. Dai grafici a sinistra si vede che all’aumentare
della concentrazione dei quenchers entrambi i parametri diminuiscono rispetto al caso senza, invece, nel caso di particelle colloidali, τm diminuisce mentre
Qm aumenta all’aumentare della concentrazione. Gli effetti dei colloidi metallici sui fluorofori sono quelli auspicabili per osservare un’enhancement della
fluorescenza.
4.4
Resonance energy transfer
Anche il fenomeno del RET viene modificato. Teoricamente è stato predetto
m
che il rapporto tra il rate di trasferimento in presenza di metallo kT
e in sua
0
4
assenza kT può raggiungere valori dell’ordine di 10 (figura 4.5). Questa grande variazione è dovuta alla risonanza tra il plasmone del metallo e l’energia di
transizione dei fluorofori. In realtà anche in condizioni di non completa risonanza e nel caso di distanze di poco superiori alla distanza di Föster con diverse
orientazioni dei donori e degli accettori rispetto a particelle metalliche, è stato
riscontrato un piccolo aumento di questo fenomeno.
50
CAPITOLO 4. METAL ENHANCED FLUORESCENCE (MEF)
Figura 4.5: Enhancement nel rate di trasferimento di energia RET in presenza
di particelle d’argento [Lakowicz,2001].
4.5
Conclusione
Per riassumere si può quindi dire che il fenomeno della fluorescenza sotto certe
condizioni in presenza di strutture metalliche migliora nei seguenti due aspetti:
fotostabilità ed efficienza quantica. L’ aumento del rate di decadimento radiativo porta ad un notevole aumento nel numero di fotoni emessi da ogni singolo
fluoroforo e la diminuzione del tempo di vita aumenta la fotostabiltà permettendo un maggior numero di cicli di assorbimento ed emissione. Quindi l’unione di
questi due effetti porta ad aumentare il numero di fotoni di fluorescenza emessi.
Ciò è principalmente influenzato da un corretto posizionamento in distanza e
orientazione tra fluoroforo e metallo, dalla fabbricazione di nanostrutture con
forme desiderate e dal direzionamento della radiazione generata. I flurofori si
devono perciò trovare ad una distanza relativa dal metallo compresa tra 50 e
200Åe il loro momento di dipolo deve essere perpendicolare a quello del metallo
per evitarne la cancellazione, come si vede in figura 4.6. Ciò porta ad una miglioria nell’emissione di fluorescenza superiore a 107 volte ed un aumento di 103
volte della probabilità di decadimento radiativo.
4.6. APPLICAZIONI
51
Figura 4.6: Effetto dell’orientazione del fluoroforo sul suo rate di decadimento
vicino ad una superficie metallica.[Lakowicz,2001]
Un’appropriata fabbricazione di nanoparticelle metalliche con ben studiate
forma e dimensioni, su base di calcoli teorici, possono portare ad un incremento
fino a 140 volte l’intensità locale [Lakowicz,2001].
Infine progettare strutture in grado di direzionare l’emissione di fluorescenza in piccoli angoli può apportare un ulteriore incremento di un fattore 10
[Lakowicz,2001].
4.6
Applicazioni
L’utilizzo del fenomeno del metal-enhanced fluorescence ha trovato soprattutto
applicazione a partire dagli anni Novanta nell’ambito della diagnostica medica
e delle biotecnologie, dove viene usato nei sensori e nelle tecniche di detezione
di molecole [Alsan, 2005[6]].
La fluorescenza è una tecnica di rilevamento altamente sensibile anche a livello
di singole molecole ma è soggetta ad una serie di limitazioni che ne riducono le
potenzialità. Infatti il rilevamento di una molecola fluorescente è principalmente limitato dalla sua efficienza quantica, dall’autofluorescenza del campione e/o
dalla fotostabilità delle molecole. Tramite lo studio dell’interazione fluoroforometallo e delle implicazioni da esso derivanti (vedi paragrafi precedenti), si è
osservato che una nanostruttura metallica modifica favorevolmente le proprietà
spettrali delle molecole ad essa vicine: ne aumenta la fotostabilità e ne diminuisce il tempo di vita, inducendo così un incremento del rate di decadimento
radiativo, ed aumenta la distanza per il resonant energy transfer.
52
CAPITOLO 4. METAL ENHANCED FLUORESCENCE (MEF)
Accanto alla scoperta dei vantaggi di tale fenomeno, sono state sviluppate numerose tecniche di preparazione di nanostrutture metalliche in soluzione o depositate su vetro [Alsan, 2004, 2005 [3-4]; Dorfman,2006; Geddes, 2003[34]]; esse
vanno da tecniche complesse e costose, come l’elettrochimica e la litografia, a
quella ormai più diffusa ed economica della sintesi chimica di nanoparticelle metalliche in soluzione. Quest’ultima permette l’ottenimento di aggregati metallici
con forme e dimensioni ben controllate.
Qui di seguito vengono elencate alcune delle applicazioni del MEF nel campo
delle biotecnologie.
• Proteine ultra-luminose per gli immunosondaggi o per sondaggi di speci
biologiche con specifici anticorpi. Le proteine usate per gli immunosondaggi o per sondaggi di speci biologiche con specifici anticorpi vengono
normalmente etichettate tramite molecole fluorescenti, quali la fluorescina, che sono soggette ad un forte fenomeno di autoassorbimento che ne
riduce la luminosità diminuendone l’individuazione. Grazie alla presenza
ad esempio di films con isole d’argento, il fenomeno dell’autoassorbimento
può essere fortemente ridotto, aumentando la probabilità d’individuazione.
• Detezione del DNA. Questa tecnica è alla base di un ampio range di applicazioni biotecnologiche e diagnostiche, dove l’aumento della sensibilità è
particolarmente utile per l’individuazione di un ridotto numero di coppie
di sequenze di DNA. Per questa applicazione sono anche state sintetizzate
delle nanoparticelle d’oro con attaccato un filamento di DNA [Lin, 2009].
Il rilevamento della coppia di sequenze avviene nel seguente modo: una
sequenza è legata chimicamente alla nanostruttura metallica l’altra invece
è attaccata ad un fluoroforo: quando le due sequenze complementari si
uniscono, la molecola fluorescente si trova ad una distanza tale dal metallo per cui emetterà un segnale luminoso facilmente detettabile, prova
dell’avvenuto rilevamento della sequenza complementare a quella posta
sull’argento [Chen, 2007, Geddes, 2003 [34]].
• Matrice immunologica planare per la detezione del marker cardiaco mioglobina. Il principio di base è lo stesso del caso della detezione del DNA
ma il setup è leggermente diverso. Il sistema infatti è costituito da un
substrato di vetro sul quale sono deposte delle isole d’argento alle quali sono attaccate gli anticorpi per la cattura della mioglobina. Il tutto
viene immerso in soluzione contenente la mioglobina da individuare e gli
anticorpi complementari a quelli posti sull’argento ai quali sono attaccate
le molecole fluorescenti. Quando la mioglobina viene bloccata tra i due
anticorpi, grazie alla vicinanza dei fluorofori al metallo, verrà generato un
segnale luminoso fino a 10-20 volte più intenso rispetto al caso in assenza
delle isole d’argento. Questa tecnica ha anche un ulteriore vantaggio che è
quello della rapidità di risposta che permette quindi di ottenere il risultato
dell’indagnine in tempi molto più brevi rispetto alle altre tecniche [Alsan,
2005[5], 2006[7]].
• Biosensore. Vengono preparate delle soluzioni contenenti colloidi d’oro
o d’argento, già largamente utilizzati in medicina poichè non tossici, con
annessi gli anticorpi necessari all’individuazione di precise speci. Le nanoparticelle metalliche vengono o ricoperte con uno strato di silice e l’anticorpo o gli viene direttamente attaccato quest’ultimo. Il principio di base
4.6. APPLICAZIONI
53
è sempre lo stesso cioè un’intensa emissione di luce, indicazione dell’aver
trovato la specie cercata, viene emessa una volta che l’anticorpo complementare con annesso fluoroforo si trova vicino al metallo. Tipici utilizzi
sono nell’angiografia retinale, per il rilevamento di medicinali, per l’immaging vascolare e come agente di contrasto per la tomografia ottica [Alsan,
2005[2], Geddes,2003 [35-36]] .
Accanto alle applicazioni nell’ambito biologico, il fenomeno del MEF è stato
utilizzato anche nei microscopi confocali a scansione laser nei quali, il confinamento dell’emissione di fluorescenza nelle immediate vicinanze della superficie
di contatto tra il substrato, composto da metallo nanostrutturato e film di silice
con funzione di spaziatore, e l’oggetto di studio, produce un miglioramento della
risoluzione longitudinale con il conseguente aumento della risoluzione laterale
se l’oggetto ha superfici curve [Alschinger,2003].
Infine il fenomeno del MEF trova applicazione anche nel campo del fotovoltaico di cui si parla nel seguente capitolo paragrafo 5.4-5.5.
54
CAPITOLO 4. METAL ENHANCED FLUORESCENCE (MEF)
Capitolo 5
Applicazione alle celle solari
5.1
Introduzione alle celle fotovoltaiche
Le celle fotovoltaiche sono dei dispositivi in grado di raccogliere la radiazione
solare e trasformarla in corrente elettrica. L’effetto fotovoltaico fu scoperto da
Becquerel nel 1839 ma è stato necessario aspettare fino al 1954 con Chapin perché il fotovoltaico si trasformasse in una vera e propria tecnologia di conversione
della luce solare in elettricità.
Il fenomeno della generazione di corrente elettrica indotta da radiazione luminosa è legato al funzionamento di un diodo in condizione di illuminazione.
Alla base di tutto si ha una giunzione p-n, ovvero un elemento costituito dall’accoppiamento di due materiali semiconduttori differentemente drogati. Analogamente al caso inorganico, anche i materiali organici coniugati, in quanto
presentano carattere semiconduttivo, possono realizzare giunzioni p-n ed essere
quindi utilizzati nei dispositivi fotovoltaici [Gratzel, 2003; Gregg, 2003].
I vantaggi di utilizzare celle fotovoltaiche organiche [Kippelen, 2009; Spanggaard, 2004] sono principalmente due: la possibilità di fare il processo in soluzione, cosa che riduce notevolmente i costi di produzione, e di agire abbastanza
facilmente sulla struttura chimica dei componenti per ottimizzarne le proprietà
fisiche. Nonostante le celle solari cosiddette di terza generazione, organiche o
ibride, abbiano efficienze limitate, negli ultimi anni lo ricerca scientifica ha portato a fare numerosi passi in avanti per migliorarne le prestazioni.
Il fenomeno del MEF, oggetto di questa tesi, per le sue caratteristiche sembra
adeguato per un’eventuale implementazione delle celle organiche o ibride, come
verrà discusso nel paragrafo 5.4 .
Il funzionamento di tali celle può essere schematizzato nei seguenti passaggi:
• Assorbimento della luce solare
• Generazione dell’eccitone
• Separazione dell’eccitone nei portatori di carica
• Trasporto ed accumulo delle cariche sugli elettrodi
55
56
CAPITOLO 5. APPLICAZIONE ALLE CELLE SOLARI
Assorbimento della luce solare
Alla base del meccanismo di funzionamento di una cella fotovoltaica ci sono vari
processi fisici primo dei quali l’assorbimento della radiazione solare. Questa è
composta da fotoni che colpiscono la cella e cedono la propria energia agli elettroni, in modo che questi vengano eccitati e si portino dalla banda di valenza a
quella di conduzione. Affinchè questo fenomeno possa avvenire i fotoni devono
avere energia uguale o superiore alla differenza in energia delle due bande, detta
energy gap del materiale. Per ottimizzare di questo processo il materiale da
utilizzare in una cella fotovoltaica deve avere una banda di assorbimento d’intensità elevata con un intervallo spettrale il più possibile esteso e corrispondente
a quello dello spettro solare, così da massimizzare il numero di fotoni raccolti.
Generazione dell’eccitone
Quando un elettrone passa dalla banda di valenza a quella di conduzione lascia dietro di sé una lacuna (fig. 5.1). L’elettrone eccitato nel HOMO (Highest
Occupied Molecular Orbital) e la lacuna nel LUMO (Lowest Unoccupied Molecular Orbital) risentono della reciproca attrazione coulombiana, essendo le due
cariche di segno opposto, ed insieme costituiscono uno stato legato neutro detto
eccitone. Esso per l’attrazione elettrostatica si troverà in uno stato ad energia
inferiore rispetto alla differenza energetica HOMO-LUMO.
Figura 5.1: Generazione dell’eccitone.
Separazione dell’eccitone nei portatori di carica
L’eccitone in sé non può contribuire al trasporto della corrente, perciò occorre
che i due portatori, elettrone e lacuna, vengano separati (figura 5.2). Per riuscire a rompere le coppie elettrone-lacuna bisogna fornire una determinata energia
almeno pari al loro potenziale d’attrazione. Poiché nei semiconduttori inorganici l’energia di legame dello stato legato è relativamente bassa (qualche meV),
è sufficiente l’energia termica a temperatura ambiente (25 meV) per ottenere
5.1. INTRODUZIONE ALLE CELLE FOTOVOLTAICHE
57
la separazione dei portatori ed è per questo motivo che nei dispositivi inorganici si ha l’immediata generazione di cariche libere a seguito dell’assorbimento.
Nei semiconduttori organici, invece, l’energia di legame dell’eccitone è dell’or-
Figura 5.2: Separazione dell’eccitone.
dine di qualche centinaio di meV, molto superiore a quella dei semiconduttori
inorganici, ed a temperatura ambiente non è possibile la dissociazione: questa
può avvenire solo in corrispondenza di una interfaccia. Esistono diversi tipi di
interfacce come ad esempio metallo-semiconduttore o dovuta alla presenza di
difetti o tra materiali con diversa affinità elettronica, tipicamente due diversi
semiconduttori. Occorre però che l’eccitone raggiunga tali interfacce prima della ricombinazione. Poiché esso è una specie neutra il suo moto non è influenzato
da nessun campo elettrico ma è puramente diffusivo e, sapendo che la lunghezza
media di diffusione è pari a circa 10 nanometri, si avrà che solo gli eccitoni generati ad una distanza inferiore dall’interfaccia riusciranno ad essere separati. Per
risolvere questa problematica non è però possibile costruire celle con spessori
dello strato attivo dell’ordine di grandezza della distanza di diffusione degli eccitoni, poiché l’assorbimento della radiazione solare risulterebbe troppo limitato.
L’alternativa più comunemente utilizzata è allora quella di uno strato organico
costituito da due diversi materiali, miscelati tra loro al fine di massimizzare la
densità delle interfacce. Questo sistema viene definito eterogiunzione dispersa
(bulk heterojunction). Nei sistemi ad eterogiunzione tipicamente proposti, uno
solo dei due materiali è coinvolto nell’assorbimento della radiazione ed è costituito da un polimero con carattere di donatore di elettroni (tipo p). Una volta
generato l’eccitone, la carica negativa viene appunto “donata” al secondo materiale, chiamato per questo motivo accettore di elettroni (tipo n). Il materiale
donatore è quindi responsabile anche del trasporto delle lacune, mentre quello
accettore del trasporto di elettroni.
Trasporto delle cariche
Le cariche derivanti dalla dissociazione dell’eccitone, per dare contributo alla
corrente elettrica, devono raggiungere gli elettrodi ma diverse problematiche limitano l’efficienza di tale processo. In primo luogo è frequente la ricombinazione
delle cariche stesse che avviene quando un elettrone incontra una lacuna. Inoltre
bisogna considerare la mobilità dei portatori di carica nei due diversi materiali
58
CAPITOLO 5. APPLICAZIONE ALLE CELLE SOLARI
che limita la corrente elettrica che fluisce nel circuito esterno. Da ultimo, essendo il moto delle singole cariche indotto dal campo elettrico presente all’interno
dello strato, di fondamentale importanza è il potenziale di built in (differenza
di potenziale ai lati della giunzione), risultante dalla funzione lavoro degli elettrodi scelti. É dunque necessario un compromesso tra la massimizzazione del
potenziale di built-in e l’ottimizzazione del trasferimento di carica dai materiali
organici agli elettrodi.
Le cause di perdita di efficienza
Nella cella fotovoltaica organica, come abbiamo visto, il meccanismo di trasformazione della radiazione solare in energia elettrica è complesso e per questo sono
molteplici le cause della perdita d’efficienza nella conversione [Kroon, 2008].
Partendo dal raggiungimento da parte della radiazione solare della cella fotovoltaica, la prima causa di perdita d’efficienza risiede nell’assorbimento solo
parziale della radiazione da parte del materiale attivo: una parte della radiazione incidente viene riflessa o assorbita dai materiali di protezione e funzionali
alla parte attiva e una parte attraversa lo strato attivo senza essere assorbita sia
per un assorbimento nullo in quella zona dello spettro sia per la ridotta densità
ottica del film causata dalla necessità di mantenere ridotto lo spessore.
Una seconda causa di inefficienza risiede nella non separazione dell’eccitone nelle
sue componenti elettrone e lacuna. Come si è detto, la distanza di migrazione dell’eccitone prima del suo rilassamento allo stato fondamentale è di circa
10 nm, quindi, se l’eccitone non raggiunge una interfaccia in cui è possibile la
separazione delle cariche, l’energia di ricombinazione verrà persa sotto forma
d’energia termica.
Una ulteriore causa sta nel processo di separazione delle coppie elettrone-lacuna:
infatti, una volta avvenuta la dissociazione dell’elettrone e della lacuna, formanti
l’eccitone, nei due materiali donatore ed accettore, le cariche continuano a sentire la reciproca attrazione di tipo coulombiano fino a quando non si trovano
ben distanti dall’interfaccia tra i due materiali. Può quindi accadere che le due
cariche appena dissociate si ricongiungano prima di essere trasportate.
Oltre alle coppie elettrone-lacuna è possibile anche la ricombinazione di cariche
libere durante il trasporto agli elettrodi. Se le cariche non hanno la possibilità
di seguire cammini percolativi che le portino direttamente agli elettrodi, la probabilità di avere una ricombinazione cresce sensibilmente.
Tenendo conto di tutte le possibili cause d’inefficienza è possibile adottare tecniche che permettano, almeno in parte, di ridurne gli effetti per ottenere il
massimo di efficienza dalla cella.
Tipologie di dispositivi
Una cella fotovoltaica è costituita da uno strato di materiale attivo posto tra
due elettrodi, uno dei quali deve essere trasparente per permettere ai fotoni
solari di raggiungere il materiale assorbitore. La struttura di base ha subito
diverse implementazioni nel corso del tempo riguardanti sia il materiale attivo,
sia eventuali altri strati interposti tra elettrodi e materiale.
Le celle costituite da materiali organici sono limitate nel loro funzionamento ad
uno stretto range di frequenze utili (figure 5.3) ed inoltre, dalle considerazioni
esposte precedentemente, risulta evidente come un dispositivo costituito da uno
5.1. INTRODUZIONE ALLE CELLE FOTOVOLTAICHE
59
strato organico monocomponente sarà caratterizzato da prestazioni molto limitate, in quanto la separazione dell’eccitone può avvenire solo all’interfaccia tra
il materiale organico ed uno degli elettrodi (giunzione Schottcky). Un moderato
Figura 5.3: Confronto tra le lunghezze d’onda assorbite dalle celle solari di silicio
e di plastica.
miglioramento si è avuto con l’introduzione di uno strato attivo costituito da
film sovrapposti di due materiali diversi (fig. 5.6a): in questo caso, la separazione degli eccitoni avviene lontano dagli elettrodi, evitando quindi eventuali
processi di degrado degli stessi ed il trasporto di elettroni e lacune avviene in due
materiali differenti, consentendo così l’ottimizzazione di tale processo. D’altro
canto, l’interfaccia presente nella cella è comunque limitata ad un singolo piano;
di conseguenza solo una minima percentuale degli eccitoni (quelli generati vicino all’interfaccia) saranno efficacemente separati. Per superare questo vincolo,
Figura 5.4: Dispositivi a interfaccia doppia (a) ed eterogiunzione dispersa (b).
sono stati introdotti film organici ad eterogiunzione dispersa (fig. 5.6b). Essendo questi ultimi basati su una miscela accettore-donore, hanno il vantaggio
di avere un’area d’interfaccia molto elevata presso la quale si possono separare un maggior numero di eccitoni. Anche il trasporto di cariche agli elettrodi
60
CAPITOLO 5. APPLICAZIONE ALLE CELLE SOLARI
è notevolmente facilitato da un’interfaccia ad eterogiunzione dispersa, a patto
di avere cammini percolativi continui nello stesso materiale dall’interfaccia fino
all’elettrodo d’interesse. Le celle ibride sono eterogiunzioni disperse in cui uno
dei materiali, solitamente l’accettore, è costituito da un ossido.
Ulteriori miglioramenti sono stati ottenuti introducendo strati con diversa funzionalità nella struttura di base della cella, come ad esempio, un film tra il catodo ed il materiale organico di poli(3,4-etilendiossitiofene):poli(stirensolfonato)
(PEDOT:PSS), materiale noto come buon trasportatore di lacune. Il ruolo preciso di tali strati non è ancora stato del tutto chiarito, ma è noto come essi
aumentino le prestazioni delle celle.
5.2
Fenomeni dell’Up- e Down-Conversion
La generazione di fotoni con energia superiore a quella dell’eccitazione che li ha
prodotti è chiamato fenomeno di up-conversion ed è solitamente associata all’uso di sorgenti coerenti ad alta potenza come i laser. Infatti la probabilità di tale
processo è drammaticamente bassa quando la potenza d’eccitazione scende sotto
diversi M W/cm2 se non addirittura GW/cm2 . Anche riuscendo ad abbassare
l’intensità della luce richiesta intorno ai kW/cm2 , vi sono diverse condizioni che
limitano l’intervallo di frequenze, in cui il sistema può operare, ad uno strettissimo intervallo. Questo fenomeno sarebbe molto interessante da utilizzare per
aumentare l’efficienza delle celle solari [Trupke, 2002, Wuerfel, 2000] ma bisogna
sviluppare nuovi materiali e metodi in grado di abbassare significativamente la
potenza operativa richiesta e utilizzare processi che non richiedono la coerenza.
Una possibile strategia per convertire i fotoni verso più alta energia si basa sulla
mutua annichilazione di stati di tripletto in materiali organici multicomponente. La possibilità di ottenere fotoni ad alta energia, a seguito di processi di
annichilazione di stati di tripletto metastabili, fu studiata approfonditamente
nei poliaceni ciclici [Birks, 1976] a partire dagli anni ’70, però non è mai stata
sfruttata tecnologicamente a causa del coefficiente di assorbimento estremamente basso di questi stati, che ne rende quasi impossibile l’eccitazione diretta.
Il principio di base, sta nel mantenere elevate densità di stati di tripletto eccitati
indirettamente, via trasferimento d’energia risonante a partire da una seconda
molecola che agisca da donore. Lo schema generale di funzionamento (figura
5.3) di questi sistemi è quindi un processo a quattro passaggi:
i) assorbimento della luce da parte di una prima molecola (di solito della famigli delle metallo-porfirine) attraverso transizioni permesse di singoletto;
ii) processo di intersystem crossing, favorito da un’efficacie accoppiamento spinorbita dovuto alla presenza di atomi pesanti che sposta l’eccitazione dagli stati
di singoletto a quelli di tripletto;
iii) trasferimento d’energia risonante agli stati di tripletto della seconda molecola che agisce in questo passaggio da accettore (di solito molecole della famiglia
degli idrocarburi ciclici aromatici);
iv) annichilazione tripletto-tripletto che produce stati di singoletto eccitati nella
seconda molecola, dai quali avverrà l’emissione ad alta energia.
Sfruttando questa strategia A. Baluschev ed il gruppo di Castellano hanno ottenuto per la prima volta up-conversion con efficienza tale da rendere visibile, ad
occhio nudo, la fluorescenza degli stati di singoletto ad alta energia con potenze d’eccitazione confrontabili con l’irraggiamento solare (0.1 W/cm2 ). Questi
5.2. FENOMENI DELL’UP- E DOWN-CONVERSION
61
Figura 5.5: Schematizzazione del processo di up-convertion per annichilazione
di stato di tripletto.
risultati sono stati ricavati lavorando in soluzione e, almeno in alcuni casi, utilizzando sorgenti di luce non coerenti [Balushev,2005, 2006, 2007; Islagulov, 2005].
In questi primi lavori i donori erano costituiti da Ru-bipiridina o da macrocicli
di metallo-porfirine, mentre l’accettore era semplicemente antracene o qualche
suo derivato. Si è così avuta up-conversion dal verde al blu. Successivamente si
è ottenuta l’up-conversion di luce rossa (700 nm) in luce giallo-verde (600-480
nm) per mezzo di una palladio porfirina come donore ed una molecole della
classe dei tetraceni come accettore [Balushev,2007].
Inoltre sono stati studiati sistemi allo stato solido. L’up-conversion non coerente in film polimerici (verde-blu) è stata dimostrata per la prima volta nel
2007 con potenze d’eccitazione di circa 10 mW/cm2 [Islagulov, 2007] utilizzando del palladio porfirina commerciale ed il difenil-antracene. Tra il 2008 e il
2009 si è provato a raggiungere, come nel caso delle soluzioni, l’up-conversion
di lunghezze d’onda maggiori (rosso-verde). Tuttavia, l’efficienza complessiva
di questi sistemi rimane almeno due ordini di grandezza inferiore a quella delle corrispondenti soluzioni [Monguzzi, 2009]. Ciò è dovuto principalmente alla
bassa velocità di diffusione dei tripletti in matrici amorfe, che limita fortemente
la possibilità d’incontro di stati di tripletto eccitati.
Oltre al fenomeno dell’up-conversion vi sono sistemi e condizioni particolari per cui è possibile osservare anche un fenomeno di down-conversion che, a
differenza del primo, produce fotoni ad energia molto inferiore rispetto a quelli
assorbiti.
Generalmente tutte le molecole riemettono a lunghezze d’onda leggermente superiori a quelle assorbite (fenomeno dello Stokes shift, paragrafo 2.3.1) ma le
cause di riduzione in energia nella down-conversion sono diverse dalle perdite
dovute alla termalizzazione dei processi intrabanda. Le totalità dei processi e
delle condizioni sotto le quali questo complesso fenomeno avviene, non sono ancora completamente chiare, ma tra di essi, quello più importante, è la singlet
fission. La prima volta che venne citata fu nel 1965 [Smith, 2010] per spiegare
la fotofisica dei cristalli di antracene e negli anni successivi fu utilizzata nelle
62
CAPITOLO 5. APPLICAZIONE ALLE CELLE SOLARI
teorie sui cristalli molecolari. Successivamente negli anni ’80 fu osservata in
un carotenoide contenente batteri e in un polimero coniugato. Solo, a partire
dal 2004, l’interesse per lo studio di tale fenomeno è stato accresciuto dall’idea
che possa essere utilizzato per migliorare l’efficienza delle celle fotovoltaiche.
Infatti, analisi quantitative hanno mostrato che il limite di Shockley-Queisser,
per il quale una cella fotovoltaica a singolo stadio converte in energia elettrica
solo un terzo dell’energia luminosa assorbita, viene aumentato a circa un mezzo
in celle dove le molecole sensitizer (quelle che inizialmente assorbono il fotone)
sono capaci di dar luogo ad un numero sostanzioso di processi di singlet fission.
Il fenomeno della single fission consiste nella generazione di due molecole eccitate su uno stato di tripletto a partire da una sola delle due molecole eccitata
su uno stato di singoletto e l’altra nello stato fondamentale (figura 5.4): ciò è
permesso per le regole di selezione dello spin. Dopo ciò, poichè il rilassamento
Figura 5.6: Schema semplificato della singlet fission a sinistra. A destra, diagramma di Jabłonski della singlet fission (SF), processo in rosso. Legenda: S
e Q: livelli energetici relativi a molecole diverse della stessa specie o non; F:
fluorescenza; IC: conversioni energetiche interne; ISC: intersystem crossing; PH:
fosforescenza.
dagli stati di tripletto sul ground state non sono permessi per le regole di selezione dello spin e se nel frattempo non avvengono altri processi di perdita non
radiativa di energia, le due molecole ritorneranno alla configurazione d’equilibrio emettendo ognuna un fotone di fosforescenza, la cui energia sarà di molto
inferiore rispetto al fotone che, assorbito, aveva eccitato una delle due molecole
su uno stato di singoletto. Da questo processo, quindi, si ottiene la generazione
di due fotoni ad energia più bassa rispetto al singolo fotone incidente.
Le condizioni sotto le quali il processo della siglet fission è osservabile, non sono
state ancora del tutto comprese ma, tra di esse, si possono sicuramente enumerare le seguenti:
i) avviene in sistemi contenenti un certo numero di molecole della stessa specie
o non, che siano soggette ad un rilevante accoppiamento spin-orbita e che non
siano di dimensioni troppo piccole;
ii) è necessario l’ausilio di energia termica poichè la somma delle energie dei due
stati di tripletto è superiore all’energia dello stato di singoletto eccitato inizialmente;
iii) il rilassamento sugli stati eccitati di tripletto deve avvenire rapidamente per
evitare processi di conversione interna d’energia, di rilassamento vibrazionale o
di fluorescenza.
5.3. CELLE SOLARI E NANOPARTICELLE METALLICHE
5.3
63
Celle solari e nanoparticelle metalliche
Il fenomeno della risonanza plasmonica (paragrafo 3.3.1), caratteristico delle nanostrutture metalliche, sta prendendo sempre più piede nelle implementazioni
delle celle solari inorganiche [Catchpole, 2008] ma in particolare in quelle organiche (figura 5.7).
Il moto collettivo degli elettroni sulla superficie del metallo, indotto dalla radiazione luminosa, genera un campo elettrico intensificato attorno alle nanoparticelle, portando ad un aumento nell’assorbimento di luce da parte del dispositivo
ed eccitando extra elettroni nella cella [Service, 2008]. A questo si aggiungono,
Figura 5.7: Struttura di una cella solare organica a sinistra e di una cella solare
che utilizza nanoparticelle d’argento a destra.
grazie all’interazione tra i plasmoni superficiali e gli eccitoni fotogenerati, una
diminuzione dei processi di ricombinazione elettrone-lacuna ed un più efficiente
trasporto delle cariche agli elettrodi [Lee, 2009 [65]; Wu, 2011], portando così
ad un complessivo aumento della fotocorrente. Infine le strutture metalliche
inglobate all’interno delle celle aiutano ad intrappolare [Catchpole, 2008] ed a
direzionare [Ray, 2008; Westphalen, 2000] la luce, migliorando le performance
del dispositivo.
Un esempio di utilizzo di nanoparticelle metalliche aggiunte all’interno di celle fotovoltaiche organiche o ibride sono le Dye-Sensitized Solar Cells (DSSCs)
(figura 5.8). Il loro funzionamento di base [Standridge, 2009] è schematizzabile
nei seguenti passaggi:
i) assorbimento dei fotoni da parte dei dyes;
ii) iniezione da parte dei dyes degli elettroni eccitati dalla radiazione nel anodo
fatto di TiO2 ;
iii) ritorno all’equilibrio dei dyes tramite un materiale mediatore che gli cede
elettroni mentre l’elettrone iniettato nell’anodo raggiunge il collettore.
La presenza di nanoparticelle metalliche, poste ad un’opportuna distanza dai
dyes, permettono di ottenere un complessivo aumento nell’assorbimento della
luce da parte di quest’ultimi.
64
CAPITOLO 5. APPLICAZIONE ALLE CELLE SOLARI
Figura 5.8: Esempio di struttura di una Dye-Sensitized Solar Cell con
nanoparticelle d’argento.
5.4
Uso del MEF nei concentratori solari luminescenti contenenti molecole per l’up- o downconvertion
L’applicazione principale per cui il fenomeno del Metal-Enhanced-Fluorescence
di molecole organiche è stato da me studiato, è un suo possibile utilizzo all’interno dei concentratori solari luminescenti (LSCs) [Saraidarov, 2010].
Gli LSCs [Slooff, 2008], studiati a partire dagli anni ’70, che consistono in una
matrice piana di polimero trasparente contenente particelle luminescenti che assorbono la luce incidente ed in parte la riemettono. Le celle solari, connesse ad
Figura 5.9: Schematizzazione del funzionamento di un LSC collegato ad una
cella solare. La luce solare incide dall’alto e solo la parte riemessa che è soggetta
alla riflessione totale (2) raggiunge la cella, mentre la restante (1) viene persa.
uno o più bordi del LSC (figura 5.9), ricevono parte della luce riemessa reindirizzata verso di esse per riflessione interna totale. Questi dispositivi concentrano
la luce incidente e permettono di ridurre le dimensioni delle celle a pari potenza
ma non di superare il limite di efficienza di Shockley-Queisser.
5.4. USO DEL MEF NEGLI LSC
65
Dagli anni ’70 sono stati studiati i fenomeni di up- e down-conversion di
molecole organiche, le quali, sotto particolari condizioni (paragrafo 5.2), possono emettere fotoni di energia rispettivamente superiore od inferiore rispetto a
quella assorbita. L’idea è che, se l’energia dei fotoni riemessi da tali molecole
è dell’ordine del gap energetico del materiale di cui è costituita la cella, allora
essi possono essere da questa assorbiti. Per cui, se le molecole nella matrice
polimerica del concentratore solare luminescente sono scelte in modo che assorbano i fotoni altrimenti persi e che ne riemettano di utilizzabili, si sfrutterebbe
maggiormente l’ampio range dello spettro solare. Inoltre, tale sistema potrebbe
essere implementato tramite l’inserimento nei dispositivi LSCs, oltre che di molecole con le caratteristiche sopra descritte, anche di nanoparticelle metalliche
che aumentano la resa quantica dei fluorofori per effetto del MEF e favoriscono
la direzionalità della radiazione riemessa. Ciò non soltanto incrementerebbe il
numero di fotoni che possono essere assorbiti dalla cella per effetto sia dell’incremento dei fotoni generati da ogni singola molecola sia del più ampio utilizzo
della radiazione solare, ma ridurrebbero anche le perdite degli LCS grazie ad un
opportuno direzionamento della radiazione verso la cella annessa.
In conclusione, per ottenere un miglioramento delle prestazione delle celle
fotovoltaiche bisogna scegliere molecole che assorbano nell’intorno della risonanza plasmonica [Kim, 2010] ed emettano ad una lunghezza d’onda che può essere
assorbita dal materiale costituente la cella. Inoltre bisogna posizionarle stabilmente alla distanza ottimale dalla nanostruttura metallica per massimizzare sia
l’enhancement nell’emissione sia la direzionalità della radiazione. In questo modo si otterrebbe un miglior utilizzo di una fonte d’energia pulita quale il sole ed
un aumento complessivo nell’efficienza delle celle solari senza particolari costi
aggiuntivi.
66
CAPITOLO 5. APPLICAZIONE ALLE CELLE SOLARI
Capitolo 6
Descrizione generale degli
esperimenti
Il fine del mio lavoro di tesi è stato quello di studiare il fenomeno fisico del MEF,
cioè l’aumento dell’emissione di fluorescenza di molecole organiche fluorescenti
mediante la loro vicinanza a nanoparticelle o substrati nanostrutturati d’oro,
e d’implementare differenti sistemi nanoparticella/fluoroforo, tecnologicamente
utilizzabili, che soddisfino le condizioni sperimentali per la sua generazione.
Dopo l’identificazione di tali condizioni sperimentali sotto le quali si osserva
tale fenomeno, sono state seguite tre differenti strade qui di seguito descritte.
6.1
Determinazione delle condizioni sperimentali: rifacimento dell’esperimento descritto nell’articolo ’Plasmon-enhancement fluorescence of dye molecules’ di M.Iosin et al.
Mentre nell’articolo ’Plasmon-enhancement fluorescence of dye molecules’ di
M.Iosin et al. [Iosin,2008] si riportano enhancement osservabili per molecole direttamente adsorbite su nanostrutture di metallo, negli altri lavori [Lakowicz,2001; Narband,2009] l’intensificazione nell’emissione di fluorescenza è stata
ottenuta in particolari condizioni, quando cioè la distanza relativa tra fluoroforo
e nanoparticella metallica è compresa nel range tra 20-80 Ånel caso dell’argento
(figura 6.1) [Lakowicz,2001] e 50-150Åper l’oro (figura 6.2) [Kim, 2010; Zhang,
2007 [112]] (vedi paragrafo 4.3). Questi valori, ed in particolare il punto di
massima intensificazione, dipendono in parte anche dalle dimensioni delle nanostrutture metalliche: più grandi sono più il picco del massimo si sposta a
distanze superiori [Kim, 2010]. Fuori dal range d’intesificazione si ha che, per
distanze inferiori, l’effetto osservato è quello del quenching mentre, per distanze
superiori, le molecole non risentono della presenza del colloide metallico e si
comportano come in sua assenza.
67
68
CAPITOLO 6. DESCRIZIONE GENERALE DEGLI ESPERIMENTI
Figura 6.1: Andamento del fattore d’intensificazione della fluorescenza della
fucsina in funzione dello spessore di un layer di silice con funzione di spaziatore
tra un monostrato di molecole ed un film di isole d’argento di 40 Å[Lakowicz,
2001].
Figura 6.2: Andamento del fattore d’intensificazione della fluorescenza dell’Alexa Fluor-555 etichettata con l’anticorpo anti-Rabbit IgG in funzione dello spessore di un layer di silice con funzione di spaziatore tra un film nanostrutturato
d’oro di 10 nm e le molecole [Zhang, 2007].
6.1. DETERMINAZIONE DELLE CONDIZIONI SPERIMENTALI
69
Si è deciso di ripetere l’esperimento dell’articolo di Iosin per verificare la
necessità di utilizzare un qualche tipo di spaziatore per posizionare le molecole
distanti dalla superficie metallica.
Il primo passo è stato quello di sintetizzare delle nanoparticelle d’oro in soluzione
acquosa, di 18 nm di diametro medio, che presentino una risonanza plasmonica relativamente piccata nell’intorno di 520 nm. Per la preparazione di questo
colloide è stato utilizzato il metodo di sintesi di Turkevich [Turkevich,1951] con
il trisodio citrato (paragrafo 8.1) che ha permesso di ottenere nanoparticelle di
forma circa pseudo-sferica (figure 6.3-6.4). Lo spettro di assorbimento di tali
nanoparticelle d’oro è rappresentato in figura 6.5, dove si può notare che il picco
di risonanza plasmonica cade a 518 nm ed è abbastanza stretto intorno a questa
lunghezza d’onda.
La molecola fluorescente utilizzata è la rodamina 6G (figura 6.6) che, in so-
Figura 6.3: STEM nanoparticelle metalliche ottenute con il metodo di sintesi di
Turkevich.
luzione acquosa, si presenta di color rosa intenso e la cui resa quantica, molto
elevata, è prossima all’unità.
L’esperimento è consistito nel confrontare l’intensità di fluorescenza, misurata
con lo spettrofluorimetro, di una soluzione acquosa di rodamina 6G 3 · 10−6
M con una soluzione acquosa in cui sono state mescolate la rodamina 6G e le
nanoparticelle d’oro precedentemente descritte. La molarità dei fluorofori di
questa seconda soluzione è la stessa della prima, 3 · 10−6 M, per poter così confrontare l’intensità d’emissione nei due casi. Il tutto è stato ripetuto più volte,
ma il risultato ottenuto (figura 6.8) è sempre stato discordante rispetto a quello
dell’articolo in cui si afferma di aver riscontrato un enhancement nell’emissione delle molecole di 2,8 volte (figura 6.7). Si è infatti sempre ottenuta una
riduzione della fluorescenza di circa il 43%. Per la misura di fluorescenza con
70
CAPITOLO 6. DESCRIZIONE GENERALE DEGLI ESPERIMENTI
Figura 6.4: STEM nanoparticelle metalliche ottenute con il metodo di sintesi di
Turkevich.
Figura 6.5: Spettro di assorbimento UV-Vis delle nanoparticelle d’oro
6.1. DETERMINAZIONE DELLE CONDIZIONI SPERIMENTALI
71
Figura 6.6: Struttura della rodamina 6G.
lo spettrofluorimetro, sono state prese le dovute precauzioni: al posto di una
cuvetta con sezione quadrata ne è stata utilizzata una con sezione triangolare
che riduce l’effetto dell’autoassorbimento delle molecole stesse, grazie al minore cammino ottico della radiazione d’eccitazione all’interno del campione. Per
questo motivo, la diminuzione osservata è da ritenersi causata dal quenching
dovuto alle nanoparticelle d’oro.
72
CAPITOLO 6. DESCRIZIONE GENERALE DEGLI ESPERIMENTI
Figura 6.7: Risultato dell’articolo ’Plasmon-enhancement fluorescence of dye
molecules’ di M.Iosin et al.[Iosin,2008].
Figura 6.8: Risultato da me ottenuto rifacendo l’esperimento dell’articolo
’Plasmon-enhancement fluorescence of dye molecules’ di M.Iosin et al.Spettri
di assorbimento UV-Vis della sola rodamina 6G (rosso) e della rodamina 6G
con le nanoparticelle d’oro (verde).
6.1. DETERMINAZIONE DELLE CONDIZIONI SPERIMENTALI
73
L’interazione tra le nanoparticelle d’oro e la rodamina 6G è stata poi studiata più in dettaglio tramite l’analisi dell’assorbimento. Dalla figura 6.9 si
Figura 6.9: Spettri di assorbimento UV-Visdelle sole nanoparticelle d’oro (spettro blu), della sola rodamina 6G (spettro rosso) e delle nanoparticelle d’oro con
la rodamina 6G (spettro verde).
può dedurre che la risonanza plasmonica delle nanoparticelle in presenza delle
molecole fluorescenti si sposta a causa dell’aggregazione delle stesse. Questa è
dovuta probabilmente ai controioni cloro della rodamina 6G (vedi figura 6.6) che
si sostituiscono per ragioni energetiche agli anioni citrato sulla superficie delle
nanoparticelle, modificando le condizioni di stabilità del sistema ed inducendo
quindi l’aggregazione. Nello spettro della soluzione contenente sia la rodamina 6G che le nanoparticelle d’oro è inoltre presente anche un picco relativo al
fluoroforo alla sua propria lunghezza d’onda. A questo riguardo, sulla base dei
dati raccolti, non si possono fare affermazioni conclusive sulla natura di tale
picco. Esso potrebbe essere originato o da fluorofori che non adsorbendosi sulle
nanoparticelle rimangono liberi in soluzione o da quelli nei quali non avviene
charge transfer con le nanoparticelle (si veda parte relativa all’enhancement chimico nell’Appendice A). Il probabile fenomeno di chemisorbimento, riportato in
letteratura [Hildebrandt, 1984], in questo caso non è verificabile nè tramite lo
spettro di assobimento UV-Vis nè tramite quello di fluorescenza, in quanto non
è presente un sostanziale shift del picco in lunghezza d’onda tra il caso senza
e con le nanoparticelle. Per cui l’eventuale modifica dei livelli elettronici della
molecola potrrebbe esserci ma dare un segnale con un’intensità relativa molto
inferiore rispetto al caso delle molecole libere e quindi non essere visibile negli
spettri perchè coperto dal segnale più intenso [Chandrasekharan,2000].
74
CAPITOLO 6. DESCRIZIONE GENERALE DEGLI ESPERIMENTI
Lo stesso esperimento è stato poi ripetuto in tutti i suoi passi anche con altri
fluorofori, rodamina B (figura 6.10) e rosa bengala (figura 6.12), usando però
concentrazioni molari diverse rispetto a quelle dell’articolo ma scelte in modo
tale da avere un’intensità di fluorescenza abbastanza elevata. I risultati ottenuti,
riportati nelle figure 6.11-6.12, mostrano una diminuzione della fluorescenza in
entrambi i casi: per la rodamina B è del 38% mentre per il rosa bengala è il
23,6%.
Figura 6.10: Struttura della rodamina B.
Figura 6.11: Spettri di fluorescenza del rodamina B senza (blu) e con le
nanoparticelle d’oro (rosso).
6.1. DETERMINAZIONE DELLE CONDIZIONI SPERIMENTALI
75
Figura 6.12: Struttura della rosa bengala.
Figura 6.13: Spettri di fluorescenza del rosa bengala senza (blu) e con le
nanoparticelle d’oro (rosso).
Dai risultati ottenuti tramite questo esperimento, si è verificata la necessità di introdurre uno spaziatore tra metallo e molecola per ridurre l’effetto del
quenching e favorire quello d’intensificazione. Per questo gli sforzi successivi
sono stati volti a trovare differenti sistemi, semplici e riproducibili, composti da
nanoparticella-spaziatore-molecola fluorescente.
76
6.2
CAPITOLO 6. DESCRIZIONE GENERALE DEGLI ESPERIMENTI
Utilizzo di uno strato silice-filico come spaziatore tra matrice di fluorofori e nanoparticella
Un primo modo per posizionare in modo stabile ad una distanza appropriata le
molecole attorno alle nanoparticelle disperse in soluzione, ispirato da analoghi
lavori di letteratura, è stato quello di ricoprire queste con uno strato silicefilico [Alsan, 2006 [8-9];Coenen, 1987; Marzán,1996; Lu,2002;Tunc,2005] (con la
funzione di spacer) e poi di far crescere sopra a quest’ultimo, come rappresentato
in figura 6.14, uno strato di silice inglobante i fluorofori [J.-L. Gong, 2006;
Mulvaney,2003; Noginov, 2009].
Come nell’esperimento precedente, sono state scelte le nanoparticelle d’oro
perchè, sebbene presentino un effetto di quenching fino a distanze superiori rispetto a quelle d’argento, l’oro ha una maggiore stabilità intrinseca e nel tempo
(infatti è poco soggetto a fenomeni quale l’ossidazione) ed esistono una grande varietà di processi di sintesi chimica per ottenere queste nanostrutture di
dimensioni controllate senza e con shell di diverse forme. Da letteratura [Lakowicz,2001] è stato inoltre appreso che per osservare un maggior aumento della
fluorescenza, è meglio utilizzare fluorofori a bassa resa quantica intrinseca (il
motivo è stato discusso nel paragrafo 4.1) [Kim, 2010] e per questa ragione,
invece della rodamina 6G la cui resa è di 0,95, si è scelto il rosa bengala (figura
6.10) che presenta una resa di 0,1 [Seybold,1969]. Per la formazione della shell
di silice si è utilizzato il metodo di Stober descritto nel capitolo 8, paragrafo 8.1.
Figura 6.14: Struttura dell’esperimento con la shell di silice.
Una volta sintetizzate le nanoparticelle d’oro con shell di silice contenente i
fluorofori, è stato verificata tramite spettroscopia di assorbimento e fluorescenza
la presenza di tali molecole all’interno della matrice. Dalle misure di assorbimento UV-Vis, non è risultato possibile determinare il numero (o molarità) delle
molecole di rosa bengala realmente inglobate nella shell, a causa del loro ridotto
numero, ma gli spettri di fluorescenza hanno mostrato un chiaro, seppur non
molto intenso, segnale di fluorescenza. Considerando quindi il limitato numero
di molecole nella matrice e la bassa resa quantica di fluorescenza delle stesse,
questo risultato può essere interpretato come un’intensificazione dell’emissione
di fluorescenza dei fluorofori in quanto posti ad un’opportuna distanza dal metallo.
Tale metodologia non è stata ulteriormente implementata per la grande difficoltà
riscontrata nella quantificazione dell’enhancement.
6.3. SINTESI DI UN FLUOROFORO FUNZIONALIZZATO
6.3
77
Sintesi di un fluoroforo funzionalizzato
La seconda strada seguita per interporre uno spaziatore tra nanoparticelle e
molecole è stata la funzionalizzazione della molecola fluorescente tramite una
catena alchilica con un gruppo tiolo terminante, che permettesse l’autoadsorbimento sulla superficie delle nanoparticelle d’oro.
Le nanoparticelle d’oro in questo caso sono state sintetizzate in toluene con
il tetraottil-ammonio-bromuro (TOAB), poichè la molecola funzionalizzata risulta solubile solo in solventi organici e non in acqua. Come molecola fluorescente si è scelta la resorufina (figura 6.15) sia perchè è in risonanza con il
Figura 6.15: Struttura della resorufina.
plasmone delle nanoparticelle d’oro sintetizzate in toluene [Kim, 2010] come
si vede dalla sovrapposizione tra gli spettri di assorbimento delle nanoparticelle e della molecola (figura 6.16), sia per la sua bassa resa quantica, sia per
la presenza di un gruppo idrossilico (OH) che permette la reazione della resorufina con un α, ω-dibromoalcano in ambiente basico [Shen, 2009]. La scelta
Figura 6.16: Sovrapposizione degli spettri di assorbimento delle nanoparticelle
d’oro sintetizzate in toluene (blu) e della resorufina (rosso).
78
CAPITOLO 6. DESCRIZIONE GENERALE DEGLI ESPERIMENTI
di utilizzare come catena alchilica il di-bromo-dodecano [Kitson,1997], la cui
lunghezza è di circa un nanometro, e non una catena più lunga, è dovuta al
fatto che altrimenti tali catene tendono a ripiegarsi su loro stesse non garantendo più di avere posizionato le molecole lontano dalla superficie metallica. Il
tiolo (SH), necessario per l’adsorbimento del fluoroforo alla nanoparticella [Ionita,2008; Kalsin,2006; Sendroiu,2009; Thomas,2003; Wang, 2007; Werts,2004;
Zanchet,2000], può essere ottenuto per successiva reazione del bromo-terminale
con tiourea [Touaibia,2004]. Lo schema di sintesi è riportato in figura 6.17.
Figura 6.17: Schema di sintesi della resorufina ω-mercaptoalchil sostituita.
La sintesi del fluoroforo funzionalizzato è risultata in realtà abbastanza complessa per la formazione di un gran numero di sottoprodotti la cui formazione e
contenuto era fortemente dipendente da piccole variazioni nelle condizioni sperimentali. Questo ha portato per ogni passaggio a basse rese di reazione e ad
un difficile isolamento dei prodotti desiderati.
Date le difficoltà incontrate nella procedura di sintesi, si è preferito optare
per un diverso metodo basato sulla produzione di un multistrato di nanoparticelle/isolante/fluoroforo al fine di determinare sperimentalmente, per il sistema in
esame, la distanza ottimale per generare un enhancement di fluorescenza. Il risultato di questo studio costituirà la linea guida per la scelta della lunghezza dello spaziatore, al fine di eseguire una sintesi mirata del fluoroforo funzionalizzato
secondo lo schema qui proposto.
6.4. STRUTTURE SOLIDE MULTISTRATO
6.4
79
Strutture solide multistrato: descrizione e caratterizzazione
Accanto alla sintesi della molecola funzionalizzata, si è studiato il modo di ottenere l’effetto di enhancement della fluorescenza di molecole organiche utilizzando
una struttura solida multistrato [Chowdhury, 2008; Knoben, 2010; Renier, 2010;
Sokolov, 1998], facilmente e velocemente realizzabile, in cui il primo layer è un
substrato d’oro nanostrutturato, il secondo un eventuale spaziatore formato da
un film di polimero ed il terzo una matrice, anch’essa di polimero, inglobante i
fluorofori (figura 6.18).
Figura 6.18: Struttura generale dei campioni.
La procedura sperimentale generale per la preparazione dei campioni è qui
di seguito descritta. Ogni strato è stato ottenuto con la tecnica dello spin
coating che permette, se vengono mantenute invariate le condizioni sperimentali
(concentrazione e quantità della soluzione, velocità e tempo di rotazione e tipo di
substrato), di avere una buona riproducibilità. Quindi si è prima deposto uno
strato di nanoparticelle d’oro su un vetrino da microscopio, poi un eventuale
layer di poli-vinil-alcol (PVA) di spessore variabile con funzione di spaziatore
ed infine un film di polistirene (PS) inglobante i fluorofori.
Le nanoparticelle d’oro utilizzate nella formazione del primo layer sono state
sintetizzate in toluene con il tetraottil-ammonio-bromuro (TOAB) (paragrafo
8.2). In soluzione si dovrebbero presentare monodisperse, di forma circa sferica
e diametro medio tra 5 e 6 nm (figura 6.19) con frequenza di plasma a 530
nm1 [Thomas, 2002]. Esse sono state scelte perchè le catene alchiliche che le
circondano per stabilizzarle (figura 6.20), hanno una migliore affinità con il substrato di vetro rispetto a quelle in acqua (paragrafo 8.1), circondate da ioni di
trisodio citrato. Ciò è probabilmente dovuto al fatto che queste catene, presenti
in eccesso, formano una sorta di blend, nel quale le nanoparticelle sono (ragionevolmente) omogeneamente disperse (figura 6.21), e contribuiscono quindi ad
una buona filmabilità. L’immagine SEM della struttura ottenuta (figura 6.16)
verifica tale ipotesi, infatti si osserva sia il blend organico che ricopre interamente la superficie (freccia blu) sia il fatto che le nanoparticelle sono tutte quasi
interamente ricoperte da tale matrice (freccia rossa). Nei film ottenuti, come si
1 Questi dati sono relativi all’articolo ’Surface binding proprieties of tetraoctylammonium
bromide-capped gold nanoparticles’ di K.G.Thomas et al. [Thomas, 2002].
80
CAPITOLO 6. DESCRIZIONE GENERALE DEGLI ESPERIMENTI
Figura 6.19: Immagine TEM delle nanoparticelle d’oro ricoperte dal TOAB. Immagine presa dall’articolo ’Surface binding proprieties of tetraoctylammonium
bromide-capped gold nanoparticles’ di K.G.Thomas et al. [Thomas, 2002].
Figura 6.20: Struttura delle nanoparticelle ottenute tramite la sintesi in acqua
con il trisodio citrato (a sinistra) ed in toluene con il TOAB (a destra).
può vedere dall’immagine SEM di figura 6.22 (purtroppo l’immagine non ha una
buona risoluzione a causa della non conduttività della matrice organica sopra le
nanoparticelle che, sotto l’azione del fascio di elettroni del SEM, si carica, rendendo impossibile la visualizzazione della zona indagata), le nanoparticelle non
sembrano avere la forma circa sferica che ci si aspetterebbe e questo è probabilmente dovuto all’aggregazione delle stesse. Si è confrontato l’assorbimento delle
nanoparticelle in soluzione o nel film tramite gli spettri di assorbimento UV-Vis
(figura 6.23). Qui si vede che il picco di assorbimento si sposta, da 530,8 nm a
552,3 nm, e si allarga; ciò è principalmente dovuto a due effetti, il cambiamento
di indice di rifrazione del mezzo che le circonda e soprattutto l’aggregazione.
6.4. STRUTTURE SOLIDE MULTISTRATO
81
Figura 6.21: Immagine SEM delle nanoparticelle d’oro ricoperte di TOAB.
Veduta generale.
Figura 6.22: Immagine SEM del film di nanoparticelle su vetro. La freccia blu
indica la matrice organica che ingloba le nanoparticelle e che ricopre tutto il
vetrino, invece quella blu mostra una nanoparticella completamente ricoperta
dal blend.
82
CAPITOLO 6. DESCRIZIONE GENERALE DEGLI ESPERIMENTI
I substrati ottenuti si presentano opachi ed omogenei (figura 6.24) e con la
Figura 6.23: Confronto tra gli spettri di assorbimento UV-Vis delle nanoparticelle d’oro sintetizzate in toluene in soluzione (blu) e filmate su un vetrino da
microscopio tramite spin coating (rosso).
tecnica AFM (figura 6.25) si è ottenuta una rappresentazione tridimensionale
della loro topografia in una piccola area (50 µm x 50 µm). Da questa si nota che
le singole nanoparticelle non sono visibili perchè immerse nel materiale organico
che presenta una certa rugosità. Lo spessore medio del layer è dell’ordine dei
650 nm, come verificato da misure con il profilometro.
Figura 6.24: Foto del film di nanoparticelle sul vetrino.
Per la scelta dei polimeri da utilizzare nei due strati sovrastanti è stato necessario fare una accurata scelta, principalmente per due ragioni. La prima è
6.4. STRUTTURE SOLIDE MULTISTRATO
83
Figura 6.25: AFM del substrato di nanoparticelle d’oro ottenuto per spin
coating.
la solubilità delle nanoparticelle del substrato in solventi organici; ciò implica
che, se il polimero che deve formare il film sovrastante è solubile in un solvente organico, durante la deposizione per spin coating lo strato di nanoparticelle
può essere danneggiato e/o risultare disomogeneo. La seconda riguarda invece
la restrizione nella scelta dei due polimeri: quello deposto come primo strato
deve essere insolubile nel solvente usato nel secondo layer al fine di evitare la
compenetrazione tra gli strati, questa caratteristica è nota come ortogonalità
dei solventi. Per questi motivi sono stati scelti il PVA disciolto in acqua per lo
strato spaziatore ed il PS in toluene come matrice per i fluorofori.
Nella preparazione dei campioni sono stati mantenuti costanti tutti i parametri
sperimentali, eccetto la velocità di rotazione dello spin coating per la formazione
dello strato di PVA (paragrafo 8.3). Così sono stati ottenuti set di campioni
con identica struttura, ad eccezione dello spessore dello strato spaziatore, ed è
stato dunque possibile comparare le misure delle diverse intensità di fluorescenza. Le variazioni della velocità di rotazione hanno permesso di ottenere film
con spessori differenti: con l’aumentare del numero di giri per minuto, a pari
concentrazione di soluzione, si è passati da spessori di circa 62 nm a circa 18 nm
2
. L’altra variabile che si sarebbe potuta modificare allo stesso fine, è la concentrazione della soluzione ma è stato osservato, tramite microscopio ottico, che la
copertura ottenuta con concentrazioni superiori è risultata talvolta incompleta
e disuniforme. Per questo motivo si è preferito lasciarla invariata.
Come molecola fluorescente si è deciso di usare il Lumogen F Red 305 (figura 6.26), non soltanto perchè il suo assorbimento è abbastanza in risonanza
con la frequenza di plasma delle nanoparticelle del substrato (figura 6.27), ma
2 Queste
stime sono state ricavate tramite misure con il profilometro
84
CAPITOLO 6. DESCRIZIONE GENERALE DEGLI ESPERIMENTI
anche perchè ha una buona solubilità in toluene (80 g/l), solvente utilizzato per
disciogliere il PS.
Figura 6.26: Struttura del Lumogen F Red 305 [Seybold, 1989].
Figura 6.27: Spettri di assorbimento del substrato di nanparticelle d’oro (verde)
e del Lumogen F Red 305 (rosso).
Capitolo 7
Strutture multistrato: analisi
dei dati
.
Per studiare l’andamento dell’intensità dell’emissione di fluorescenza delle
molecole del Lumogen F Red 305 in funzione della loro distanza dalle nanoparticelle d’oro, nella struttura multistrato descritta nel capitolo precedente, è
stato fatto variare lo spessore del film intermedio, che quindi svolge la funzione
di spaziatore tra metallo e fluorofori.
7.1
Descrizione dell’esperimento
L’andamento dell’intensità di fluorescenza in funzione della distanza tra nanoparticelle e molecole è stato ricavato utilizzando i risultati delle misure relativi
a quattro campioni con spessori dello spacer leggermente diversi ed un quinto
campione con uno spessore dello spaziatore molto spesso. Come riferimento dell’intensità di fluorescenza del Lumogen, non è stato possibile avere un campione
senza lo strato sottostante di nanoparticelle, perchè la diversa riflettività diffusa
di campioni senza e con il metallo non permette di mettersi nelle stesse condizioni sperimentali e quindi di poter confrontare i dati. Per questo motivo si è
pensato di porsi nella condizione in cui la distanza metallo-fluorofori è talmente
elevata che, un’eventuale interazione tra le due parti, risulterebbe trascurabile. Ciò è stato ottenuto formando un film di PVA molto spesso dell’ordine del
micron (il quinto campione di cui si è scritto prima). Per quanto riguarda gli
altri quattro, il primo è privo dello strato di PVA, il secondo ha un spaziatore
di circa 18 nm, il terzo 48 nm ed il quarto 62 nm. Per ottenere queste stime di
spessore sono state fatti numerosi tentativi utilizzando differenti tecniche quali
SEM, AFM e profilometro. La misura con il SEM non è stata possibile a causa
della non conducibilità sia del blend organico, nel quale le nanoparticelle sono
disperse, sia dei polimeri, PVA e PS, i quali, caricandosi sotto l’effetto del fascio
di elettroni, non hanno permesso di avere un’immagine chiara della sezione della
struttura. Con l’AFM, invece, il problema riscontrato è stata il ridotto range di
scansione supericiale: infatti l’elevata rugosità del substrato di nanoparticelle
rende necessario mediare nell’intorno del gradino di spessore su distanze di molto
superiori ai 50 µm, limite massimo di questo strumento. Soltanto con il profi85
86
CAPITOLO 7. STRUTTURE MULTISTRATO: ANALISI DEI DATI
lometro è stato possibile ottenere il risultato cercato. Esso, infatti, permette di
superare le varie problematiche ed, in particolare, di fare scansioni orizzontali
sulla superficie dell’ordine del millimetro. L’unica limitazione rispetto agli altri
due strumenti è che la risoluzione non può scendere al di sotto di una decina
di nanometri ma, nonostante questo, si è comunque riusciti ad ottenere valori
conformi con i dati di letteratura [Biju, 2001; Hall, 1998; Lakowicz, 2003], sulla
base di numerose misure ripetibili.
L’emissione di fluorescenza è stata misurata sia con lo spettrofluorimetro che
utilizzando uno spettrometro Raman (spettroscopia Raman, appendice A).
L’utilizzo dello spettrofluorimetro porta alcuni vantaggi: oltre ad essere uno
strumento specifico per questo tipo di misura, permette di selezionare la lunghezza d’onda dell’eccitatrice e di ottenere, come risultati, valori d’intensità
mediati su un’area abbastanza ampia e regolabile. Con questa apparecchiatura
la misura è stata effettuata ponendo il campione in verticale in modo tale che
il fascio illuminasse la superficie del film contenente i fluorofori. Grazie ad un
goniometro, posto sotto il porta-campione, è stato possibile selezionare l’angolo
d’incidenza, e quindi quello d’uscita, del fascio. Perciò è stato scelto un angolo
di 20 gradi sia per evitare di raccogliere la luce riflessa specularmente, che è
composta principalmente dai fotoni incidenti non assorbiti, sia per mettersi in
una condizione in cui la luce rilevata fosse abbastanza intensa da dare un buon
segnale in uscita. In questa modo e con i parametri selezionati, lo spot sul campione risultava essere dell’ordine delle decine di mm2 .
Lo strumento Raman, normalmente utilizzato per misure di spettroscopia Raman1 , permette anche di fare dei mapping sia di spettri Raman sia di fluorescenza su aree di diverse dimensioni. Esso è stato usato proprio in questa modalità,
cioè per mappare l’intensità di fluorescenza in 35 punti equidistanti all’interno
di un’area di circa 774 µm2 e dai risultati ottenuti è poi stato calcolato il valor
medio riportato nei grafici seguenti. Tramite il microscopio ottico, annesso allo
strumento, è stato possibile scegliere una zona omogenea in cui fare il campionamento. Questo è stato utile perchè l’area di misura scelta era molto piccola
ma si voleva comunque ottenere un valore mediato.
Per osservare il fenomeno del MEF bisogna mettersi il più possibile in risonanza
con la frequenza di plasma delle nanoparticelle che in questo caso è di circa 550
nm (figura 6.23). Con lo spettrofluorimetro, come detto, è possibile scegliere
la lunghezza d’onda d’eccitazione desiderata, mentre con lo strumento Raman
la linea eccitatrice a disposizione più vicina a questa lunghezza d’onda è la 514
nm. Per questo motivo le misure con lo spettrofluorimetro sono state realizzate
sia a 550 nm, in risonanza con la frequenza di plasma, sia a 514 nm per poter
così confrontare l’andamento dell’intensità ottenuto con i due strumenti.
7.2
Analisi dei dati
I grafici seguenti riportano in ordinata il valore d’intensità del massimo della
banda d’emissione di fluorescenza e in ascissa sia lo spessore dello strato spaziatore sia la distanza media tra nanoparticelle e molecole. In quest’ultimo caso
come zero del riferimento è stata presa la superficie superiore del strato di nanoparticelle (sezione A, figura 6.18) ed i valori sull’ascissa sono la somma dello
1 Questi
spettri mostrano le frequenze di oscillazione dei moti vibrazionali del campione
7.2. ANALISI DEI DATI
87
spessore dello strato di PVA e del valor medio dello spessore di quello di PS
(somma del segmento AB e della metà di BC, figura 6.18). Queste due differenti rappresentazioni della stessa misura sono dovute alla natura stessa dei
dati ottenuti. Infatti, ogni punto sul grafico rappresenta il valore d’intensità
del massimo mediato dallo stesso strumento sull’area di misura. A sua volta
questo valor medio è la media pesata, del rate di decadimento radiativo, dei
contributi delle singole molecole in base alla loro distanza relativa dalle nanoparticelle. Quest’ultimo concetto si può spiegare in modo semplice considerando
i seguenti due aspetti. Il primo è che lo strato di PS contenente i fluorofori ha
uno spessore non approssimabile a zero, per cui alcune molecole sono più vicine
al metallo, altre meno ed altre ancora in una posizione intermedia. Il secondo è
che il fattore d’intensificazione dell’emissione di fluorescenza ha un andamento
non lineare fortemente dipendente dalla posizione della molecola rispetto alle
nanoparticelle2 . Quindi, in base alla distanza dal substrato, ogni molecola risente in maniera diversa della presenza delle nanostrutture metalliche ed il suo
contributo all’emissione è proporzionale al fattore d’intensificazione per quella
distanza.
L’esperimento svolto sul set di differenti campioni è stato ripetuto variando la quantità di fluorofori nello strato di PS ed utilizzando due strumenti di
misura molto diversi tra loro. L’accordo dei risultati ottenuti nei vari casi, dà
adito ad affermare che questi sistemi, seppur nella loro semplicità e velocità di
preparazione, siano ottimali per generare e quantificare in modo riproducibile il
fenomeno del MEF.
La prima serie di campioni sono stati realizzati con lo strato di PS inglobante
le molecole fluorescenti di circa 70 nm. Per ogni campione sono state ottenute
tre tipi di misure: la prima con lo spettrofluorimetro ed eccitatrice a 550 nm,
la seconda sempre con lo spettrofluorimetro ma eccitatrice a 514 nm e la terza
con il Raman eccitando a 514 nm. In tutti e tre i casi, l’andamento della curva
d’intensificazione è risultato conforme con quello che ci si aspettava e con curve simili ottenute in altri esperimenti riportati in letteratura [Lakowicz, 2001;
Renier, 2010; Zhang, 2007 [112]]. Esso è caratterizzato da un aumento non lineare del fattore d’intensificazione fino alla distanza ottimale, che dipende da
moltissimi parametri, e da una successiva decrescita, sempre non lineare, fino a
distanze in cui l’interazione metallo-molecole non agisce più e quindi l’intensificazione risulta nulla. Tali curve sono il risultato dei contributi delle transizioni
dipolari nelle molecole e nel metallo e sono anche legate alla presenza di un
solvente [Vukovic, 2009].
Nelle figure 7.1-7.2 sono rappresentati i dati derivanti dalla misura con lo spettrofluorimetro ed eccitatrice a 550 nm. In questo caso il massimo d’intensificazione si trova per uno spessore dello spaziatore di 48 nm e per una distanza
media di 85 nm, mentre il fattore d’intensificazione massima risulta di 1,42.
2 In realtà vi sono altri fattori da cui questa curva d’intensificazione dipende come ad
esempio la dimensione delle nanoparticelle, il tipo di metallo ed altro ancora.
88
CAPITOLO 7. STRUTTURE MULTISTRATO: ANALISI DEI DATI
Figura 7.1: Intensità di fluorescenza in funzione dello spessore dello spaziatore
misurata con lo spettrofluorimetro ed eccitatrice a 550 nm.
Figura 7.2: Intensità di fluorescenza in funzione della distanza media tra nanoparticelle e molecole misurata con lo spettrofluorimetro ed eccitatrice a 550
nm.
7.2. ANALISI DEI DATI
89
Nei grafici delle figure 7.3-7.4 è rappresentato il caso della misura con lo
spettrofluorimetro ed eccitatrice a 514 nm. Anche qui il massimo cade a 48
nm di spessore dello spaziatore e 85 nm di distanza media e l’intensificazione
massima è di 1,46. A differenza del caso con eccitatrice a 550 nm, l’intensità di
Figura 7.3: Intensità di fluorescenza in funzione dello spessore dello spaziatore
misurata con lo spettrofluorimetro ed eccitatrice a 514 nm.
Figura 7.4: Intensità di fluorescenza in funzione della distanza media tra nanoparticelle e molecole misurata con lo spettrofluorimetro ed eccitatrice a 514
nm.
90
CAPITOLO 7. STRUTTURE MULTISTRATO: ANALISI DEI DATI
emissione per ogni punto risulta inferiore sia perchè si sta eccitando leggermente
fuori dalla frequenza di risonanza di plasma (550 nm) sia perchè si è anche
abbastanza lontani dalla lunghezza d’onda di assorbimento della molecola (568
nm) (vedi figura 6.27). Quest’ultima causa è stata verificata comparando la
diminuzione percentuale dell’intensità di fluorescenza nei casi a 550 nm e a
514 nm del solo Lumogen in matrice di PS su vetro con quella dei campioni
multistrato. Per questi ultimi essa risulta mediamente del 47%, mentre per la
sola molecola, vedi figura 7.5, del 41%. Da questo si può quindi dedurre che
la ragione principale di diminuzione in intensità è la riduzione nel numero di
fotoni assorbiti dal campione. Il motivo per cui la risonanza con la frequenza
di plasma non incide così fortemente, come ci si sarebbe potuto aspettare, è
probabilmente dovuto al fatto che l’assorbimento delle nanoparticelle su vetrino
(figura 6.27) è abbastanza largo intorno al massimo di assorbimento ed anche a
514 nm esso rimane buono.
Figura 7.5: Confronto spettri di emissione di fluorescenza del Lumogen F Red
305 su vetrino con eccitatrici a 550 nm (blu) e 514 nm (rosso).
La misura fatta con lo strumento Raman e linea laser eccitatrice a 514 nm,
(figure 7.6-7.7) mostra lo stesso tipo di andamento di quella fatta con lo spettrofluorimetro nelle stesse condizioni (figure 7.3-7.4): i massimi nei due grafici
infatti si trovano rispettivamente a 48 e 85 nm. Il fattore d’intensificazione
massima qui è di 1,59. Tramite questa seconda misura, data la similitudine
del risultato ottenuto, è stato quindi possibile verificare la validità dei risultati
sopra mostrati.
7.2. ANALISI DEI DATI
91
Figura 7.6: Intensità di fluorescenza in funzione dello spessore dello spaziatore
misurata con il Raman.
Figura 7.7: Intensità di fluorescenza in funzione della distanza media tra
nanoparticelle e molecole misurata con il Raman.
92
CAPITOLO 7. STRUTTURE MULTISTRATO: ANALISI DEI DATI
L’esperimento, come detto, è stato poi rifatto nello stesso identico modo,
facendo le stesse misure, usando però strutture multistrato con uno spessore
del layer di PS più sottile ma con lo stesso rapporto polimero-molecole. Questo
film, di spessore dell’ordine di 44 nm, è stato ottenuto, sempre per spin coating,
riducendo soltanto la concentrazione della soluzione.
Nelle figure 7.8-7.9 sono riportati i risultati ottenuti con lo spettrofluorimetro
ed eccitatrice a 550 nm. In questo caso il massimo d’intensità è a 18 nm per lo
spessore dello spaziatore e di 40 nm per la distanza media metallo-fluoroforo ed
il fattore d’intensificazione massima è di 1,45.
Figura 7.8: Intensità di fluorescenza in funzione dello spessore dello spaziatore
misurata con lo spettrofluorimetro ed eccitatrice a 550 nm.
Anche usando l’eccitatrice a 514 nm, con lo spettrofluorimetro si ottengono
(figure 7.10-7.11) i massimi dell’emissione negli stessi punti (18,4 nm e 40,4 nm)
ed un fattore di aumento massimo di 1,44. Come per la serie di misure con lo
strato più spesso di PS contenente i fluorofori, sono state indagate le cause della
diminuzione nell’emissione tra le misure con eccitatrice a 550 nm e quelle a 514
nm. Come nel caso precedente è stata riscontrata una riduzione d’intensità: nel
film di sole molecole su vetro è del 44% (figura 7.12), nei campioni multilayer è
del 48%. Perciò, il non eccitare i fluorofori alla loro frequenza massima di assorbimento, risulta anche qui essere la causa principale di riduzione nell’emissione.
7.2. ANALISI DEI DATI
93
Figura 7.9: Intensità di fluorescenza in funzione della distanza media tra nanoparticelle e molecole misurata con lo spettrofluorimetro ed eccitatrice a 550
nm.
Figura 7.10: Intensità di fluorescenza in funzione dello spessore dello spaziatore
misurata con lo spettrofluorimetro ed eccitatrice a 514 nm.
94
CAPITOLO 7. STRUTTURE MULTISTRATO: ANALISI DEI DATI
Figura 7.11: Intensità di fluorescenza in funzione della distanza media tra nanoparticelle e molecole misurata con lo spettrofluorimetro ed eccitatrice a 514
nm.
Figura 7.12: Confronto spettri di emissione di fluorescenza del Lumogen F Red
305 su vetrino con eccitatrici a 550 nm (blu) e 514 nm (rosso).
7.2. ANALISI DEI DATI
95
Anche questa serie è stata analizzata con il Raman e l’andamento ricavato (figure 7.13-7.14) è, anche in questo caso, il medesimo delle misure con lo
spettrofluorimetro con i massimi in 18 nm e 40 nm e fattore d’intensificazione
massima di 1,39.
Figura 7.13: Intensità di fluorescenza in funzione dello spessore dello spaziatore
misurata con il Raman.
Figura 7.14: Intensità di fluorescenza in funzione della distanza media tra
nanoparticelle e molecole misurata con il Raman.
96
CAPITOLO 7. STRUTTURE MULTISTRATO: ANALISI DEI DATI
I dati ottenuti nelle due serie, quella con spessore dello strato di PS di 73 nm
e quella di 44 nm, non possono essere utilizzati insieme per costruire la curva di
intensificazione per il tipo di struttura studiata. Infatti tale curva, caso per caso,
dipende da numerosi parametri, distanza ed orientazione tra cromoforo e nanoparticella, dimensione, forma e numero delle nanoparticelle ed anche dal mezzo
circostante. Tutte queste variabili influenzano direttamente i rate di decadimento radiativo e non radiativo che, insieme con il coefficiente di assorbimento,
generano andamenti della curva d’intensificazione anche molto diversi tra di loro
[Vukovic, 2009]. Anche facendo l’ipotesi semplificativa che in entrambe le strutture studiate l’andamento generale del fattore d’intensificazione sia il medesimo,
il confronto diretto non risulta possibile perchè gli intervalli d’integrazione sulla curva, legati allo spessore dello strato con le molecole, sono diversi tra di
loro. Per spiegare meglio il concetto si preferisce fare un esempio. Si prenda
come zero di riferimento la superficie superiore del substrato di nanoparticelle
(sezione A, figura 6.18) e si consideri per la prima serie di misure il campione
senza lo strato spaziatore. Il suo valore d’intensità di fluorescenza sarà dato
dall’integrale della curva tra 0 e 73 (spessore massimo del layer con i fluorofori).
Se invece si guarda lo stesso campione della seconda serie, l’integrale si estende
da 0 a 44, quindi su una regione molto più piccola e, se anche si considerasse il
secondo punto (spaziatore di 18 nm), integrerei da 18 a 62. In entrambi i casi il
valore dell’integrale non sarebbe comparabile con quello ottenuto per la prima
serie perchè l’intervallo d’integrazione risulta sempre differente.
Sebbene il confronto diretto tra le due curve non sia possibile, si possono comunque fare alcune osservazioni generali (figure 7.15-7.16-7.17).
Figura 7.15: Intensità di fluorescenza in funzione dello spessore dello spaziatore
misurata con lo spettrofluorimetro ed eccitatrice 550 nm per i casi di spessore
spesso (rosso) e sottile (verde).
7.2. ANALISI DEI DATI
97
Figura 7.16: Intensità di fluorescenza in funzione dello spessore dello spaziatore
misurata con lo spettrofluorimetro ed eccitatrice 514 nm per i casi di spessore
spesso (rosso) e sottile (verde).
Figura 7.17: Intensità di fluorescenza in funzione dello spessore dello spaziatore
misurata con il Raman ed eccitatrice 514 nm per i casi di spessore spesso (rosso)
e sottile (verde).
98
CAPITOLO 7. STRUTTURE MULTISTRATO: ANALISI DEI DATI
La prima riguarda i diversi valori d’intensità: infatti la curva relativa allo
strato di PS e molecole più sottile è spostata verso valori d’intensità di fluorescenza più bassi rispetto al caso con lo strato più spesso e questo è dovuto al
fatto che nello strato più sottile sono presenti meno molecole e quindi il segnale
risulta più debole. La seconda, quella più importante, è che in tutti e tre i casi
l’andamento della curva è nel complesso simile (il fit utilizzato in tutti i casi
è dello stesso tipo3 ), anche se il picco di massima intensità si trova a spessori
diversi dello spaziatore. Questo ragionevolmente è dovuto al fatto che ognuno
dei punti delle curve è l’integrale su un intervallo più spesso o più sottile di
una curva che non è necessariamente la stessa e quindi esso può cadere in punti
diversi da caso a caso.
Data la concordanza complessiva dell’andamento della curva d’intensificazione della fluorescenza misurata con due diversi strumenti su strutture con diverso
numero di molecole, risulta chiara l’ottima riproducibilità e affidabilità di tali
strutture per generare il fenomeno del MEF.
3 Il fit utilizzato è di tipo parabolico ma, dato che il punto a 100 nm corrisponde in realtà
a circa 800 nm, è chiaro che la discesa è molto più lenta della salita, per cui l’andamento reale
non è di tipo parabolico.
7.3. CONSIDERAZIONI FINALI
7.3
99
Considerazioni finali
Tramite la tecnica dello spin coating è stato possibile preparare, in modo semplice, veloce e riproducibile, delle strutture multistrato per ottenere un effetto
di aumento dell’emissione di fluorescenza delle molecole di Lumogen F Red 305
inglobate nella matrice polimerica di PS.
Le misure sui campioni sono state realizzate con due diversi strumenti, spettrofluorimetro e spettrometro Raman, che presentano caratteristiche molto diverse
tra loro ma con entrambi sono stati ottenuti risultati simili; essi sono inoltre
conformi con gli andamenti teorici e quelli ottenuti in altri esperimenti di letteratura [Lakowicz, 2001; Renier, 2010; Zhang, 2007 [112]]. Anche il fattore di
massima intensificazione trovato, di circa 1,4, è in accordo con il fatto che molecole con resa quantica molto elevata, come il Lumogen che ha una resa dello
0,9, vengono intensificate molto meno dalla presenza di nanostrutture metalliche
rispetto a quanto lo sono molecole con resa quantica inferiore (paragrafo 4.1).
Inoltre, il motivo per cui il picco di massima intensificazione risulta spostato
verso distanze maggiori, rispetto ai dati riportati in letteratura [Renier, 2010;
Zhang, 2007 [112]], può essere spiegato dal fatto che gli aggregati di nanoparticelle sul substrato usato hanno dimensioni superiori rispetto alle nanoparticelle
singole e ciò sposta verso distanze più grandi il picco del massimo. A questo
si aggiunge che, per l’elevata rugosità dello substrato metallico, è probabile che
la distanza media tra nanoparticelle e molecole non sia quella dello spessore
dello strato spaziatore ma, in alcuni punti, anche molto più sottile. Quindi in
realtà, con un substrato di questo tipo, non è possibile stimare con esattezza la
reale distanza tra le due parti e definire in modo univoco il punto di massima
intensificazione.
Dalla comparazione tra le misure realizzate eccitando a 550 nm e a 514
nm è stato possibile osservare che la diminuzione in intensità tra il primo ed il
secondo caso è dovuta principalmente alla non perfetta corrispondenza tra la
lunghezza d’onda dell’eccitatrice e del massimo di assorbimento della molecola.
Al contrario, l’assorbimento delle nanoparticelle è molto largo e quindi la non
completa risonanza con l’eccitatrice non ha un effetto così drastico.
Infine un ultimo commento si può fare riguardo all’impossibilità di usare i
risultati delle due diverse serie di campioni per costruire la curva di intensificazione per il tipo di struttura studiata ma è comunque stato utile per verificare
che in entrambi i casi l’andamento generale dell’emissione di fluorescenza è lo
stesso. Anche se non è possibile realizzare un singolo strato di molecole e poi
variare lo spessore dello spaziatore per misurare l’intensità ad ogni distanza
ed ottenere così l’andamento generale dell’emissione di fluorescenza in funzione
della distanza nanoparticelle-molecole, con le due diverse prove fatte si possono
ricavare delle indicazioni sui parametri da utilizzare. Per esempio, per avere
una più alta intensità d’emissione, bisogna utilizzare uno strato più spesso di
polimero e molecole, invece se si vuole ottenere un’intensificazione massima per
distanze minori, è necessario realizzare uno strato sottile.
100
CAPITOLO 7. STRUTTURE MULTISTRATO: ANALISI DEI DATI
Capitolo 8
Procedure di sintesi
8.1
Sintesi di nanoparticelle d’oro circondate da
una shell di silice
La struttura è composta di tre parti:
• nanoparticelle d’oro con diametro medio di 20nm
• strato silice-filico
• matrice di silice con inglobate molecole di fluoroforo
La sintesi di questa complessa struttura è articolata in tre fasi: la prima è
la sintesi di nanoparticelle d’oro secondo la ricetta di Turckevich, la seconda
consiste nella formazione dello strato silice-filico con successiva idrolisi, mentre
la terza consiste nell’ottenere una matrice di silice contenente il fluoroforo.
Parte 1: Metodo di Turkevich per la preparazione di nanoparticelle d’oro con riducente il trisodio citrato [Turkevich,1951]
1. Preparazione di una soluzione di 5 ∗ 10−5 M di HAuCl4 in acqua (19,7 mg
di HAuCl4 in 190 ml di acqua).
2. Preparazione di una soluzione all’1% di trisodio citrato (100 mg di trisodio
citrato in 10 ml di acqua).
3. Si porti la soluzione di HAuCl4 ad ebollizione agitando meccanicamente
ed si aggiunga la soluzione del punto 2 appena questa comincia a bollire.
4. Si continui a scaldare e si mantiene in agitazione fino a quando il colore
della soluzione cambia evidentemente verso un rosso intenso. Da questo
momento in poi si mantegano le stesse condizioni per circa un’ora.
5. Si spegna la piastra riscaldante e si mantenga l’agitazione fino al completo
raffreddamento.
6. Si aggiunga eventualmente acqua fino a riottenere il volume iniziale di 200
ml.
101
102
CAPITOLO 8. PROCEDURE DI SINTESI
Parte 2: Preparazione dello strato silice-filico e idrolisi
[Buining 1997; Jana,2007; Kotal, 2005; Philipse,1988; 17]
1. Mescolando vigorosamente, si aggiunga 500 ml della soluzione 5·10−4 M di
nanoparticelle d’oro alla soluzione acquosa 2,5ml (1 mM) di 3-amminopropiltrimetossisilano (3APTES).
2. Si lasci sotto agitazione per 15 minuti.
3. Lavaggio: si centrifughi, si rimuova il sopranatante, si aggiunga acqua/etanolo
(1:1), si ridisperda e si sonichi. Si ripeta per quattro volte la stessa
procedura alternando lavaggi con sola acqua e acqua/etanolo (1:1).
Parte 3: Shell di silice contenente il fluoroforo rosa bengala
[Coenen,1988; Li, 2010; Liz-Marzán,1996; Lu,2002; Kah,
2008; Mulvaney, 2003; Xu,2007; Zhang, 2007 [113]]
1. Si ridisperdano le nanoparticelle centrifugate in 500 ml di una soluzione
acqua/etanolo 1:4 in volume.
2. Si aggiungano 0,3 ml di TES (tetraetossisilano) e 2 ml di ammoniaca
(soluzione in acqua 30% in peso).
3. Si aggiunga mescolando alla soluzione del punto 2 del rosa bengala per
ottenere una soluzione con concentrazione di tale fluoroforo 10−2 M.
4. Si continui a mescolare con agitatore magnetico per circa 12 ore.
La quantità di TES utilizzata è stata calcolata tramite la formula trovata
in letteratura [Coenen,1988; Lee [65]; Li,2010; Liz-Marz’an,1996] che permette, scelto lo spessore della shell di silice, di sapere quanti ml di TES (VTES )
utilizzare:
VTES · VAu
Rtot 3
[Au] · 103 [(
) − 1]
(8.1)
VTES =
R
VSiO2
Au
dove VTES è il volume molare di TES, VAu il volume molare di oro, VSiO2 il
volume molare di silice, [Au] il numero di moli di oro, Rtot il raggio complessivo
della nanoparticella d’oro più la shell di silice e RAu il raggio della nanoparticella
d’oro supposta sferica
8.2
Sintesi di un fluoroforo funzionalizzato
Preparazione di nanoparticelle d’oro in toluene [Brust,1994
[19]
L’ottenimento di nanoparticelle d’oro in toluene avviene tramite trasferimento di
ioni tetracloroaurici da fase acquosa ad organica (toluene) tramite il tetraottilammonio-bromuro (TOAB) la riduzione all’interfaccia acqua-toluene dell’agente
riducente, boroidruro di sodio, che si trova in fase acquosa. Per permettere
quindi un’effettiva riduzione di tutti gli ioni metallici è necessaria una vigorosa
agitazione della miscela che consente una sufficiente mescolanza delle due fasi
immiscibili sulla superficie interfacciale dove avviene effettivamente la riduzione.
Il procedimento di sintesi consiste in:
8.2. SINTESI DI UN FLUOROFORO FUNZIONALIZZATO
103
1. Si prepari una soluzione 5·10−2 M di tetraottil-ammonio-bromuro (TOAB)
in toluene (80 ml).
2. Si prepari una soluzione 3 · 10−2 M di HAuCl4 in acqua distillata (30 ml).
3. Si prepari una soluzione 0,4 M di NaBH4 in acqua distillata (25ml).
4. Si uniscano le soluzioni ottenute ai punti 1 e 2 e si agitino vigorosamente
per 10 minuti in un beker con ancoretta magnetica (fase di trasferimento
dell’oro nella fase organica).
5. Si aggiunga a questa soluzione quella preparata al punto 3 goccia a goccia
nell’arco di tempo di circa 30 minuti (si agiti vigorosamente in modo da
permettere un buon mescolamento tra le due fasi)
6. Dopo la fine del gocciolamento si agiti per altri 20 minuti.
7. Si estragga la fase organica e si lavi la stessa una volta con acido solforico
per la neutralizzare e poi cinque volte con acqua distillata per eliminare i
possibili residui di acido solforico.
8. Si anidrifichi la fase organica con Na2 SO4 .
Procedure di sintesi
Tutte le reazioni sono state condotte in ambiente inerte facendo cicli vuotoargon e sfiammando opportunamente la vetreria prima di ogni reazione; è stata
utilizzata vetreria codata per permettere la connessione alla linea dell’argon.
ω-bromododecil resorufina (1)
In un pallone da 50 ml vengono posti in agitazione e scaldati a 80°C 1 g di
resorufina (4,7 mmol), 4,477 g di di-bromo-dodecano (18,8 mmol) e 0,876 g di
carbonato di potassio in 18,5 ml di DMF. La miscela viene lasciata reagire per
circa 48 ore. Riportata a temperatura ambiente, la miscela di reazione viene
diluita in 150 ml di etil-acetato, lavata prima con una soluzione acquosa di
idrossido di sodio 1 M, poi con acqua e sale e infine anidrificata su Na2 SO4 . Dopo
l’evaporazione del solvente, il grezzo viene purificato mediante cromatografia
flash su gel di silice usando come eluente una miscela etere di petrolio e etilacetato 3:1 a dare 793 mg del composto desiderato (pari a 3,72 mmol) con resa
del 79,3%. Poiché il prodotto contiene ancora impurezze si purifica il prodotto
una seconda volta mediante con cromatografia flash su gel di silice usando come
eluente nuovamente 3:1 di etere di petrolio ed etil-acetato. Si ottengono così
152 mg del composto (pari a 0,33 mmol).
1
H-NMR (δ, 7,26 ppm, CDCl3 ): 7,694 (d, 1H, J=8,860 Hz, HH 1 ), 7,419 (d, 1H,
J=9,844 Hz, HI ), 6,930 (q, 1H, J =2,953, HG ), 6,841(d, 0,5H, J=1,969, HL ),
6,809 (q, 1,4H, J=2,215, HF ), 6,319 (d, 0,9H, J=2,461, HM ), 4,064 (t, 1,9H,
J=6,399, HA ), 3,405 (t, 1,6H, J=6,891, HB ), 1,846 (q, 3,6H, J=7,219, HC ),
1,443 (q, 4H, J=7,876, HD ), 1,298 (s, 9,9H, HE ).
1 Per
le lettere si faccia riferimento alla figura 8.1
104
CAPITOLO 8. PROCEDURE DI SINTESI
Figura 8.1: ω-bromododecil resorufina. Le lettere sono il riferimento per i picchi
dello spettro NMR.
ω-mercaptododecil resorufina (2)
In un pallone da 25 ml vengono posti sotto agitazione 100 mg di (1) ( 0,217
mmol) e 24 mg di tiourea ( 0,31 mmol) in 5 ml ml di etanolo. La miscela
viene lasciata reagire a riflusso tutta la notte. Vengono poi aggiunti 5 ml di
una soluzione acquosa di NaOH (ottenuta da 2 g di NaOH in 10 ml di acqua)
e viene lasciata a riflusso per altre 4 ore. La reazione viene spenta con HCl al
10% (ottenuta da 1,35 ml di HCl in 3,65 ml di acqua) e la fase organica viene
estratta con CH2 Cl2 /H2 O e anidrificata su Na2 SO4 . Dopo l’evaporazione del
solvente, il grezzo viene purificato mediante cromatografia flash su gel di silice
usando come eluente una miscela etere di petrolio e etil-acetato 3:2.
8.3
Strutture multistrato
La struttura generale dei substrati multistrato è riportata in figura 8.2. Essa è
composta da tre film sovrapposti ottenuti tramite la tecnica dello spin coating
su un substrato di vetro.
Il primo è uno strato di nanoparticelle concentrate ottenute tramite la sintesi
Figura 8.2: Struttura schematica degli esperimenti su substrati solidi.
in toluene con il tetraottil-ammonio-bromuro, descritta nel paragrafo 8.2, e si
ottiene depositando una goccia di tale soluzione su un vetrino precedentemente
lavato con etanolo ed utilizzando la seguente ricetta con lo spin coating:
• 1 minuto a 6100 rpm con accelerazione massima
• 15 secondi a 6000 rpm con accelerazione massima
Il secondo layer, quello di poli-vinil-alcol (PVA), è stato fatto variare in spessore da un campione all’altro. Per far ciò sono state utilizzate due soluzioni a
105
8.3. STRUTTURE MULTISTRATO
differenti concentrazioni e diverse velocità di rotazione dello spinner [Biju, 2001;
Lakowicz, 2003]. Nella tabella 8.1 sono riportate concentrazione della soluzione, velocità di rotazione e spessore ottenuto misurato con il profilometro2 . La
ricetta generale per la formazione di tali strati prevede:
• 1 minuto alla velocità di tabella 8.1 con accelerazione massima
• 15 secondi a 6000 rpm con accelerazione massima
Concentrazione
0,1 wt%
0,1 wt%
0,1 wt%
0,5 wt%
Velocità (rpm)
3000
2000
1400
1000
Spessore medio (nm)
18,4
48
62
798
Tabella 8.1: Concentrazione, velocità e spessore relativi ad ogni singolo strato.
Infine, il terzo ed ultimo film costituito da polistirene (PS) e molecole di
Lumogen F Red 305, è stato ottenuto nel seguente modo [Hall, 1998]:
• 1 minuto a 3000 rpm con accelerazione massima
• 15 secondi a 6000 rpm con accelerazione massima
Sono state realizzate due serie del set di campioni precedentemente descritti che differiscono soltanto per lo spessore dell’ultimo layer. Per ottenere i
due diversi spessori si è utilizzata la stessa procedura ma è stata modificata la
concentrazione della soluzione come riportato nella tabella 8.2:
Concentrazione di PS
0,5 wt%
0,25 wt%
Concentrazione di Lumogen
10−2 M
5*10−3 M
Spessore medio (nm)
73
44
Tabella 8.2: Concentrazione di polistirene, concentrazione di Lumogen e
spessore ottenuto relativi ad ogni singola serie.
2I
valori riportati sono una media delle misure ottenute.
106
CAPITOLO 8. PROCEDURE DI SINTESI
Capitolo 9
Conclusione
Il fenomeno oggetto di questo lavoro di tesi è l’intensificazione dell’emissione
di fluorescenza di molecole organiche (MEF) quando sono poste in vicinanza
di nanostrutture metalliche caratterizzate da plasmoni di superficie. Gli esperimenti realizzati sono stati volti alla ricerca di sistemi semplici e riproducibili
per ottenere tale effetto.
Il MEF è già stato utilizzato in molte applicazioni nell’ambito della diagnostica biomedica e delle biotecnologie e ha anche già preso piede nel campo
fotovoltaico, come ad esempio nelle Dye-Sensitized Solar Cells (DSSC) e nei
Luminescent Solar Concentrators (LSC). Proprio in relazione a quest’ultimo
ambito, si potrebbe pensare ad inserire all’interno dei LSCs molecole in grado di convertire l’energia di fotoni della luce solare, non assorbibili dalla cella,
in fotoni con energie o più alte o più basse che siano però utilizzabili da questa. Aggiungendo anche delle nanostrutture metalliche, poste ad un’opportuna
distanza, si può aumentare la resa quantica dei fluorofori e migliorare la direzionalità della radiazione. In questo modo si utilizza meglio l’ampio range dello
spettro solare, si riducono in parte le perdite e si migliora l’efficienza complessiva del dispositivo.
Il mio lavoro è consistito sia nello studio del fenomeno fisico del MEF, sia
nello sviluppo di strutture nanoparticella/molecola fluorescente, ottenibili mediante tecniche di processing comunemente utilizzate nell’ambito del fotovoltaico
organico
Inizialmente tramite il rifacimento dell’esperimento descritto nell’articolo ’Plasmonenhancement fluorescence of dye molecules’ di M.Iosin et al., rifatto con differenti molecole, sono state determinate le condizioni sperimentali per l’osservazione
del MEF. Ciò ha permesso di stabilire che, se i fluorofori sono adsorbiti sulla
superficie di nanoparticelle d’oro, si ha quenching della fluorescenza e quindi se
ne riduce la resa quantica di emissione. Le successive prove sono dunque state
rivolte a trovare il modo di interporre uno spaziatore tra metallo e molecole.
Sono state seguite diverse strade: i) l’uso di uno strato silice-filico circondante
nanoparticelle in soluzione, ii) di una catena alchilica attaccata chimicamente
tra fluoroforo e nanoparticella iii) e di un film di polimero in una struttura multistrato.
L’esperimento con lo strato silice-filico, frapposto tra la nanoparticella ed la
matrice di silice contenente i fluorofori, sebbene non abbia permesso la quanti107
108
CAPITOLO 9. CONCLUSIONE
ficazione dell’intensificazione, ha confermato la necessità di trovare il modo per
separare le molecole dal metallo.
La via più ’elegante’, quella di costituire per via chimica il sistema molecola fluorescente, catena alchilica e nanoparticella d’oro, non ha purtroppo portato alla
verifica del risultato cercato. Infatti la molecola funzionalizzata, senza annessa nanoparticella, è stata ottenuta in quantità molto limitata e non facilmente
isolabile dagli altri prodotti di reazione. A questo si è aggiunta la successiva consapevolezza, acquisita tramite gli esperimenti svolti sulle strutture multistrato,
che la distanza molecola/nanoparticella massima ottenibile con tale tecnica (all’incirca un nanometro) risulta insufficiente per ottenere un sostanziale aumento
dell’emissione. Per questo motivo si è deciso di non ottimizzare il processo di
sintesi, allo scopo di superare le criticità identificate, concentrandosi su strategie
alternative.
Risultati positivi si sono invece trovati dallo studio delle strutture multistrato,
composte da un substrato di nanoparticelle sottostante a due film di polimero,
uno con funzione di spaziatore e l’altro di matrice contenente i fluorofori. Si
è infatti riusciti non solo ad implementare una struttura riproducibile, facile e
veloce da preparare, ma anche a definire l’andamento dell’emissione di fluorescenza al variare della distanza tra nanoparticelle d’oro e layer di molecole. Dai
risultati ottenuti si sono ricavate indicazioni utili per successivi sviluppi al fine
di migliorarne le prestazioni. In primo luogo, per ottenere un fattore d’intensificazione maggiore, il fluoroforo deve essere scelto con una bassa resa quantica,
una buona risonanza con la frequenza di plasma delle nanoparticelle e deve essere eccitato nell’intorno della sua lunghezza d’onda d’assorbimento. Qui, infatti,
è stata usata una molecola con un’alta resa quantica ed il fattore d’enhancement massimo misurato è stato solo di 1,4, minore rispetto ai valori riportati
in letteratura. Inoltre è stato verificato che la riduzione in intensità, causata
dall’eccitare le molecole fuori dal loro assorbimento, era di circa il 40%, mentre
la non risonanza con il massimo dell’assorbimento delle nanoparticelle, poichè
queste presentavano una banda del plasmone molto larga, ha inciso in piccola
misura. In secondo luogo, da misure effettuate su due diverse implementazioni
della stessa struttura (differenti nello spessore dello strato di matrice di polimero contenente fluorofori), si sono dedotte alcune caratteristiche generali per la
preparazione di campioni in base alle prestazioni volute. Ad esempio, a seconda
che si voglia un’intensificazione massima a distanze minori od un’emissione più
intensa, si dovranno usare differenti spessori degli strati. É stato infatti riscontrato che, con la matrice di polimero e molecole più spessa, l’intensità nel punto
di massimo, che corrisponde a 48 nm di spessore dello spaziatore, è nettamente
superiore al caso con lo strato più sottile.
I risultati ottenuti in questo lavoro di tesi, seppur preliminari, favoriscono
un buon punto di partenza per degli sviluppi futuri.
Innanzitutto si potrebbe ripetere la sintesi chimica per la funzionalizzazione delle molecole fluorescenti, per poter verificare se anche con uno spaziatore di circa
un solo nanometro è possibile ottenere un accettabile aumento dell’emissione
di fluorescenza. Infatti, se fosse sufficiente, questo sarebbe un modo ottimale
per posizionare i fluorofori in modo stabile ad una ben definita distanza da una
nanostruttura metallica. A tale proposito, oltre alla possibilità di scegliere una
molecola diversa da quella da noi utilizzata, si potrebbe pensare di usare al posto delle nanoparticelle d’oro, che determinano quenching la fluorescenza fino ad
109
elevate distanze (fino ad una decina di nanometri), quelle d’argento altrettanto
facili da sintetizzare ma con una distanza di quenching inferiore.
Per quanto riguarda invece le strutture multistrato, seguendo le indicazioni sperimentali dedotte dalle prove svolte, si potrebbe proseguire nell’ottimizzare la
loro procedura di preparazione. Inoltre sarebbe consigliabile cercare di utilizzare ed implementare altri tipi di substrati nanostrutturati, con il fine di avere
superfici meno rugose. In vista di un possibile utilizzo nei concentratori solari
luminescenti, una volta ottimizzato il sistema, dal substrato metallico alla procedura di preparazione di campioni, si potrebbe pensare di utilizzare in queste
strutture multistrato molecole fluorescenti capaci di convertire l’energia dei fotoni assorbiti verso livelli energetici più alti o più bassi (up- e down-converter),
tali da poter essere assorbiti dai materiali comunemente utilizzati in ambito
fotovoltaico organico.
110
CAPITOLO 9. CONCLUSIONE
Appendice A
Spettroscopia Raman
A.1
Raman scattering
La spettroscopia Raman [Long, 2002] sfrutta il fenomeno fisico, scoperto nel
1928 da Chandrasekhara Venkata Raman, della diffusione della luce. Egli, usando la luce solare come sorgente, un telescopio come collettore ed una lastra fotografica come detettore, osservò che una piccola frazione della radiazione diffusa
da certi materiali aveva energia diversa da quella incidente e che la differenza
di energia era legata alla composizione chimica del materiale. Incidendo con un
fascio laser sul materiale campione, si può infatti osservare la diffusione da parte
di quest’ultimo di linee spettrali a frequenze maggiori, minori ed uguali rispetto
alla frequenza della linea eccitatrice.
Quando la frequenza della luce diffusa è la stessa di quella incidente si parla
di scattering Rayleigh , nel caso di frequenze minori scattering Raman Stokes
mentre nel caso frequenze maggiori scattering Raman anti-Stokes. Lo scattering Rayleigh, che rappresenta il maggiore contributo nel processo diffusivo
data la sua alta probabilità, è dovuto allo scattering elastico tra molecola e fotone, mentre gli scattering Stokes ed anti-Stokes sono legati ad un’interazione
di tipo anelastico in cui la molecola rispettivamente cede od acquista energia
vibrazionale dalla radiazione laser incidente. Da queste variazioni in energia è
possibile ricavare informazioni dettagliate sugli stati vibrazionali del materiale
ottenendone delle vere e proprie ‘impronte digitali’.
A.2
Descrizione classica dell’effetto Raman
Per descrivere le vibrazioni di una molecola biatomica eteronucleare, essa viene
rappresentata da due masse m1 e m2 legate da una molla di costante elastica K
(figura A.1). E il potenziale intramolecolare che descrive il legame chimico tra le
due parti è mostrato in figura A.2 e da questa si può notare che il suo andamento
nell’intorno della posizione di equilibrio R0 può essere approssimato a quello di
una parabola (potenziale armonico). Ciò permette di semplificare la trattazione
di piccole oscillazioni attorno a R0 per le quali il problema può essere ricondotto
a quello di un semplice oscillatore armonico di costante elastica K e di massa
ridotta mr . Il potenziale armonico, che viene quindi preso come riferimento per
la trattazione classica dell’effetto Raman, ha un andamento come quello ripor111
112
APPENDICE A. SPETTROSCOPIA RAMAN
Figura A.1: Rappresentazione di una generica molecola biatomica, con masse
m1 e m2 , tenute assieme da un legame chimico schematizzato da una molla di
costante elastica K.
Figura A.2: Andamento del potenziale per una molecola biatomica in funzione
della distanza R tra gli atomi. L’energia di dissociazione è quel valore di energia
tale per cui i due atomi sono posti ad una distanza infinita.
tato in figura A.3, dove esso è definito in funzione dello scostamento r rispetto
alla posizione di equilibrio (r=R -R0 ). Risolvendo il problema dell’oscillatore
armonico, si ottiene che la frequenza di oscillazione propria della molecola è:
r
1
K
ν=
·
(A.1)
2·π
mr
Sotto l’azione di un campo elettrico, nella molecola biatomica viene indotto un
momento di dipolo
∆µ = αE
(A.2)
dove α è il tensore di polarizzabilità molecolare ed E il campo elettrico incidente
di frequenza ωL definito da:
E = E0 cos(ωL t)
(A.3)
Sostituendo l’equazione (A.3) nella (A.2) si ha che:
∆µ = αE0 cos(ωL t)
(A.4)
A.2. DESCRIZIONE CLASSICA DELL’EFFETTO RAMAN
113
Figura A.3: Potenziale armonico descritto in funzione dello scostamento r
dall’equilibrio, definito come R-R0 .
Sia ωm la frequenza di vibrazione molecolare di una generica coordinata vibrazionale Q che può essere espressa come:
Q = Q0 cos(ωm t)
(A.5)
Sviluppando in serie di Taylor la polarizzabilità in funzione Q ed utilizzando la
(A.5), si ottiene la seguente espressione:
α = α0 +
∂α
∂α
Q + ... = α0 +
Q0 cos(ωm t)
∂Q
∂Q
(A.6)
Inserendo ora la (A.6) nella (A.4) si ottiene:
∆µ = α0 E0 cos(ωL t) + E0 Q0
∂α
cos(ωm t) cos(ωL t)
∂Q
(A.7)
da cui l’espressione finale del momento di dipolo indotto dalla radiazione incidente:
∆µ = α0 E0 cos(ωL t) +
1 ∂α
E0 [cos(ωL − ωm )t + cos(ωL + ωm )t]
2 ∂Q
(A.8)
L’equazione (A.8) dimostra quindi che il dipolo indotto nella molecola oscilla
a tre frequenze distinte, per cui la radiazione elettromagnetica riemessa oscilla
a sua volta a tre frequenze differenti, una è quella eccitatrice (ωL ) e le altre
sono legate alle vibrazioni molecolari (ωm ). Nell’equazione (A.8) i tre termini
corrispondono rispettivamente allo scattering Rayleigh (ωL ), a quello Raman
Stokes (ωL − ωm ) ed a quello Raman anti-Stokes (ωL + ωm ). Poichè per il
campo elettrico E generato dal dipolo oscillante vale la seguente relazione:
E∝
∂2µ
∂t2
(A.9)
114
APPENDICE A. SPETTROSCOPIA RAMAN
poichè l’intensità della radiazione è proporzionale al modulo quadro del campo,
si hanno le seguenti relazioni di proporzionalita per le radiazioni Stokes e antiStokes:
∂α 2
IStokes ∝ (ωL − ωm )4 (
) I0
(A.10)
∂Q
∂α 2
IantiStokes ∝ (ωL − ωm )4 (
) I0 (ωL ) exp (−hνm /kB T )
(A.11)
∂Q
Le equazioni (A.10) ed (A.11) mostrano che la condizione necessaria per
avere una transizione Raman attiva è che un particolare modo vibrazionale Qi
deve modificare la polarizzabilità nell’intorno dello stato d’equilibrio, cioè Qi è
Raman attiva se:
∂α
|
|0 6= 0
(A.12)
∂Qi
In generale tutti i (3N-6) modi normali vibrazionali di una molecola, nell’ipotesi
di piccole oscillazioni, possono essere trattati come oscillatori armonici indipendenti e disaccoppiati fra loro. Quindi la (A.12) vale per tutte le coordinate Qi
della molecola e la frequenza di oscillazione comparirà nello spettro Raman in
∂α
è
corrispondenza di un picco se almeno una delle componenti del tensore ∂Q
i
diversa da 0.
Descrizione quantistica dell’effetto Raman
La descrizione quantistica dell’effetto Raman si riduce alla risoluzione del problema di un oscillatore armonico quantistico in cui, a differenza del caso classico,
l’energia è quantizzata sia per i fotoni (Eph = hν0 , dove h è la costante di Planck
e ν0 la frequenza di oscillazione del campo elettrico prima chiamata ωL ) sia per
i livelli energetici vibrazionali (vedi figura A.4). L’espressione per quest’ultimi
è:
Ev = (v + 1/2)hν0
(A.13)
dove v è il numero quantistico associato ad ogni singolo livello vibrazionale. I
livelli sono dunque equispaziati ed il passaggio tra un livello e l’altro è permesso
solo se viene fornita un’energia almeno pari ad hν0 . Quindi lo scattering Raman
può essere descritto dallo schema a livelli energetici vibrazionali ed elettronici
riportato in figura A.5, dove all’interno dello stato ground elettronico g sono
evidenziati due livelli vibrazionali v = 0 e v = 1. Se un fotone di energia hν0
colpisce il campione la molecola passa ad uno stato virtuale (non stazionario)
m’ o m da cui poi decade in modo rapido e spontaneo. Ora si possono meglio
definire i tre contributi che si creano quando una radiazione elettromagnetica
colpisce una molecola, come è stato già anticipato discutendo l’equazione (A.8).
Essi sono:
• Scattering Rayleigh: la molecola riemette un fotone con la stessa frequenza
di quello incidente ν0 ritornando allo stato elettronico fondamentale g.
• Scattering anti-Stokes: la molecola ricade in un livello vibrazionale inferiore v=0 rispetto a quello iniziale v=1 emettendo un fotone con frequenza
minore, ν0 + νvib = νantiStokes .
• Scattering Stokes: la molecola ricade in un livello vibrazionale superiore
v=1 da quello iniziale v=0, emettendo un fotone con frequenza minore,
ν0 − νvib = νStokes .
A.2. DESCRIZIONE CLASSICA DELL’EFFETTO RAMAN
115
Figura A.4: Oscillatore armonico quantizzato. I valori di v sulla scala delle
ordinate indicano livelli vibrazionali crescenti.
Figura A.5: Livelli energetici elettronici reali (g ed e), virtuali (m’ e m) e livelli
vibrazionali (ν = 1 e ν = 2) per una molecola che riceve una radiazione incidente
con frequenza ν.
SERS (Surface Enhanced Raman Scattering)
Introduzione
L’effetto SERS (Surface Enhanced Raman Scattering) [Etchegoin,2009] fu osservato per la prima volta nel 1974 e consiste in un’intensificazione di diversi
116
APPENDICE A. SPETTROSCOPIA RAMAN
ordini di grandezza del segnale Raman di una molecola. Tale intensificazione
è dovuta all’interazione elettromagnetica tra la luce e il substrato metallico su
cui l’analita è posto.
Analizzando singolarmente le parole che compongono l’acronimo è possibile spiegare più in dettaglio le proprietà di questo effetto:
Surface (S): il SERS è una tecnica spettroscopica di superficie. La molecola
da analizzare deve essere adsorbita sul metallo oppure essere molto vicina ad
esso in modo tale che l’intensità elettromagnetica del campo, che decresce in
maniera sensibile con la distanza, non sia eccessivamente ridotta.
Enhanced (E): l’amplificazione del campo elettromagnetico è dovuta alle risonanze plasmoniche generate dalla superficie metallica. Migliori valori di enhancement si ottengono su superfici nanostrutturate.
Raman (R): la tecnica prevede un’intensificazione dei segnali Raman. Le posizioni delle bande caratteristiche negli spettri SERS saranno quindi esattamente
uguali a quelle dei corrispettivi spettri Raman1 fornendo lo stesso grado di informazioni sulla struttura chimica del materiale analizzato, ma dando al contempo
la possibilità di effettuare analisi a concentrazioni molto basse che non danno
segnali apprezzabili se si usa il solo effetto Raman.
Scattering (S): con questo termine si ricorda che la natura del processo è
(analogamente al caso del Raman) quella della diffusione anelastica mediata dai
modi vibrazionali caratteristici dell’analita.
Cause dell’intensificazione
L’intensificazione del segnale Raman è dovuto principalmente a due contributi:
il fattore elettromagnetico e quello chimico legato alla polarizzabilità α.
Intensificazione elettromagnetica
Analogamente a quanto avviene per il campo incidente su nanoparticelle metalliche (vedi paragrafo 3.3.3 nel capitolo 3) anche le radiazioni derivanti dallo
scattering Raman subiranno un’intensificazione (figura A.6) [Etchegoin,2009;
Kneipp,2001]. Esse infatti essendo a una frequenza diversa da quella incidente, verranno amplificate indipendentemente da essa, ma essendo di poco differenti da quella dell’eccitatrice, sono anch’esse in buona risonanza con i plasmoni. Naturalmente saranno maggiormente intensificate le frequenze Raman
più vicine a quella dell’eccitatrice, per cui l’intensificazione globale attribuibile
all’enhancement elettromagnetico, considerando le linee Stokes, è:
Gem (ω) = |A(ω)|2 = |
(ω) − m 2 (ωS ) − m 2 r 6
| |
| (
)
(ω) + 2m (ωS ) + 2m r + d
(A.14)
Questo modello può spiegare fattori di enhancement mediati sulla superficie di
106 volte.
Intensificazione chimica
Il tensore di polarizzabilità α è riconducibile ad un altro meccanismo di intensificazione che dà un proprio contributo all’effetto SERS [Kneipp,2001]. Quest’ul1 A meno di effetti di solvente o d’interazioni chimiche con il substrato metallico che possono
modificare la struttura vibrazionale del campione in esame.
A.2. DESCRIZIONE CLASSICA DELL’EFFETTO RAMAN
117
Figura A.6: Il fattore di intensificazione della radiazione SERS alla frequenza
Stokes ISERS (νs ), proporzionale al segnale misurato, è dovuto al prodotto dei
fattori di intensificazione del campo, uno alla frequenza del laser νL e l’altro alla
frequenza Stokes νs della molecola.
timo è legato all’adsorbimento chimico, che si crea tra superficie metallica ed
analita, che è in grado di aumentare la sezione d’urto Raman creando nuovi stati
elettronici che possono essere in risonanza con la radiazione incidente. L’interazione che si crea, infatti, porta ad una parziale sovrapposizione degli orbitali
atomici dei due elementi, cosa che facilita il trasferimento di carica tra le due
specie. Tale processo di trasferimento è schematizzabile nei seguenti passaggi
(figura A.1). Un fotone incidente di energia hνL eccita un elettrone della banda
Figura A.7: Schematizzazione del complesso a trasferimento di carica
responsabile dell’enhancement chimico.
di conduzione del metallo su un livello eccitato (transizione intra-banda). Grazie alla creazione di nuovi livelli elettronici, creati dall’interazione tra metallo
e molecola, l’elettrone può transire su un livello vibrazionale eccitato dei livelli
formatisi (livelli di ’Charge Transfer’, Ect ). Durante la diseccitazione, l’elettrone
compie il percorso inverso tornando al metallo con la contemporanea emissione
118
APPENDICE A. SPETTROSCOPIA RAMAN
di un fotone Raman che ha un’energia vibrazionale diversa da quella iniziale.
Tale energia è pari a h(νL − νvib ) dove νvib è la frequenza relativa al più basso
sottolivello vibrazionale del livello elettronico sul quale l’elettrone rilassa prima
di tornare al ground state. L’intensificazione chimica è quindi dovuta essenzialmente ad una nuova condizione di risonanza che si crea tra radiazione incidente e
il gap |EF – ECT | creatosi dal complesso metallo-molecola. Questo tipo di enhancement è chiamato anche di “primo strato” in quanto coinvolge esclusivamente
le molecole adsorbite sulla superficie metallica. Ciò permette di intuire che i
siti di adsorbimento e l’orientazione della molecola adsorbita (cioè il tensore di
polarizzabilità α) sulla superficie hanno un ruolo fondamentale nella definizione
del complesso metallo-molecola. Generalmente questa l’intensificazione non è
superiore a 102 volte.
Calcolo dell’enhancement
Per stimare il fattore d’intensificazione globale dovuto all’effetto SERS si definiscono i fattori d’intensificazione chimica ed elettromagnetica come segue:
IC =
R
σads
R
σfree
IEM = |A(ω)|2 · |A(ωS )|2
(A.15)
(A.16)
R
R
dove σads
è la sezione d’urto Raman della molecola adsorbita, σfree
la sezione
d’urto Raman della sola molecola, |A(ω)| il fattore d’intensificazione del campo
totale sulla superficie delle nanoparticelle e |A(ωS )| l’intensificazione del campo
totale alla frequenza della linea Stokes.
Dalle formule (A.15) e (A.16) si può definire il fattore d’intensificazione globale
dato dal prodotto dei due contributi:
Itot = IC · IEM =
R
σads
σ SERS
· |A(ω)|2 |A(ωS )|2 = effR
R
σfree
σfree
(A.17)
In realtà il calcolo esatto dell’intensificazione totale del segnale Raman dovuto all’effetto SERS, è molto più complicato ma questo risultato ne è una buona
stima. È però possibile con il metodo del riferimento interno avere una buona
indicazione dell’enhancement del segnale.
Appendice B
Materiali utilizzati
B.1
Fluorofori
Durante il mio lavoro di tesi sono stati utilizzati differenti fluorofori che fanno
parte della famiglia dei dyes aromatici.
Lumogen F Red 305
Struttura chimica (figura B.1):
Figura B.1: Struttura del Lumogen F Red 305 [Seybold, 1989].
119
120
APPENDICE B. MATERIALI UTILIZZATI
Spettri di assorbimento UV-Vis e fluorescenza in matrice di PS in un film
sottile su vetro (figure B.2-B.3):
Figura B.2: Spettro di assorbimento UV-Vis del Lumogen F Red 305 in matrice
di PS in un film sottile su vetro.
Figura B.3: Spettro di fluorescenza del Lumogen F Red 305 in matrice di PS in
un film sottile su vetro.
Formula molecolare
Massa molare
λMAX assorbimento in matrice polistirene
λMAX emissione in matrice polistirene
Resa quantica [BAFS-The Chemical Company]
C71 H90 N2 O8
1111, 494 g/mol
568,5 nm
655,9 nm
0,9
Tabella B.1: Caratteristiche del Lumogen F Red 305.
121
B.1. FLUOROFORI
Resorufina
Struttura chimica (figura B.4):
Figura B.4: Struttura della resorufina.
Spettri di assorbimento UV-Vis e fluorescenza in soluzione a pH 91 (figure
B.5-B.6):
Figura B.5: Spettro di assorbimento UV-Vis della resorufina.
Formula molecolare
Massa molare
λMAX assorbimento in acqua a pH 9
λMAX emissione in acqua a pH 9
Coefficiente di estinzione (da spettro UV-Vis)
Resa quantica a pH 9.5 [Villegas, 2001]
C18 H17 NO8
375,33 g/mol
570,4 nm
647,8 nm
155350 M−1 mm−1
0,09
Tabella B.2: Caratteristiche della resorufina.
1 La
lunghezza d’onda di assorbimento e di emissione dipende dal pH della soluzione.
122
APPENDICE B. MATERIALI UTILIZZATI
Figura B.6: Spettro di fluorescenza della resorufina.
Rodamina 6G
Struttura chimica (figura B.7):
Figura B.7: Struttura della rodamina 6G.
123
B.1. FLUOROFORI
Spettri di assorbimento UV-Vis e fluorescenza in soluzione (figure B.8-B.9):
Figura B.8: Spettro di assorbimento UV-Vis della rodamina 6G.
Figura B.9: Spettro di fluorescenza della rodamina 6G.
Formula molecolare
Massa molare
λMAX assorbimento in acqua
λMAX emissione in acqua
Coefficiente di estinzione (da spettro UV-Vis)
Resa quantica [Kubin,1982]
C28 H31 N2 O3 Cl
479,02 g/mol
526,4 nm
552,0 nm
125400 M−1 mm−1
0,95
Tabella B.3: Caratteristiche della rodamina 6G.
124
APPENDICE B. MATERIALI UTILIZZATI
Rodamina B
Struttura chimica (figura B.10):
Figura B.10: Struttura della rodamina B.
Spettri di assorbimento UV-Vis e fluorescenza in soluzione (figure B.11B.12):
Figura B.11: Spettro di assorbimento UV-Vis della rodamina B.
Formula molecolare
Massa molare
λMAX assorbimento in acqua
λMAX emissione in acqua
Coefficiente di estinzione (da spettro UV-Vis)
Resa quantica [Arbeloa, 1989]
C28 H31 ClN2 O3
479,02 g/mol
553,7 nm
578,1 nm
141200 M−1 mm−1
0,7
Tabella B.4: Caratteristiche della rodamina B.
B.1. FLUOROFORI
Figura B.12: Spettri di fluorescenza della rodamina B.
Rosa bengala
Struttura chimica (figura B.13):
Figura B.13: Struttura della rosa bengala.
125
126
APPENDICE B. MATERIALI UTILIZZATI
Spettri di assorbimento UV-Vis e fluorescenza in soluzione (figure B.14B.15):
Figura B.14: Spettro di assorbimento UV-Vis del rosa bengala.
Figura B.15: Spettri di fluorescenza del rosa bengala.
127
B.1. FLUOROFORI
Formula molecolare
Massa molare
λMAX assorbimento in acqua
λMAX emissione in acqua
Coefficiente di estinzione (da spettro UV-Vis)
Resa quantica [Seybold,1969]
C20 H4 Cl4 I4 O5
973,67 g/mol
549,3 nm
566,4 nm
17480 M−1 mm−1
0,11
Tabella B.5: Caratteristiche rosa bengala.
128
APPENDICE B. MATERIALI UTILIZZATI
B.2
Polimeri
Polistirene (PS)
Struttura chimica (figura B.16):
Figura B.16: Polistirene.
Caratteristiche (tabella B.6):
Formula molecolare
Peso molecolare medio
Indice rifrazione
Densità
Punto di fusione
Temperatura di transizione vetrosa
CH2 CH(C6 H5 )
192000 g/mol
1,55
1,05 g cm−3
240°C
95°C
Tabella B.6: Caratteristiche PS.
129
B.2. POLIMERI
Poli-vinil-alcol (PVA)
Struttura chimica (figura B.17):
Figura B.17: Poli-vinil-alcol.
Caratteristiche (tabella B.7):
Formula molecolare
Peso molecolare medio
Indice di rifrazione
Densità
Punto di fusione
(C2 H4 O)x
124000-186000 g/mol
1,55
1,19-1,31 g cm−3
230°C
Tabella B.7: Caratteristiche PVA.
130
APPENDICE B. MATERIALI UTILIZZATI
Appendice C
Strumentazione utilizzata
Di seguito sono riportate delle brevi descrizioni con le principali caratteristiche
delle apparecchiature di misura utilizzate durante il lavoro di tesi.
C.1
Spettrofotometro UV-Vis Jasco V-570
Lo spettrometro utilizzato per effettuare misure di assorbimento è quello riportato in figura C.1 e il suo schema di funzionamento è raffigurato in figura
C.2. Le lampade al deuterio D2 ed alogena WI servono per coprire l’intero
Figura C.1: Spettrometro UV-VIS della JASCO V-570: tale spettrometro fornito di lampada alogena come sorgente permette di coprire anche il range del
NIR.
range spettrale, emettendo radiazione rispettivamente nell’UV e nel VIS-NIR.
Lo specchio sferico M1 seleziona la sorgente che illumina la fenditura d’ingresso
del monocromatore indirizzando la radiazione verso lo specchio piano M2 che
la invia a sua volta sulla torretta filtri F. Le fenditure S1 e S2 sono variabili
in larghezza ed altezza mediante un disco rotante, mentre il monocromatore di
tipo Czerny-Turner utilizza due reticoli disperdenti G1 e G2 con cambio programmabile tra 800 e 900 nm per coprire tutto il range spettrale. Dopo che la
radiazione è stata dispersa viene riflessa tramite delle ottiche (da M4 fino a M7)
131
132
APPENDICE C. STRUMENTAZIONE UTILIZZATA
Figura C.2: Schema di funzionamento dello spettrometro JASCO V-570.
per arrivare poi allo specchio semiriflettente M8 che la separa in due parti, una
diretta verso il campione (Sam) e l’altra verso il riferimento (Ref). A questo
punto l’ottica di raccolta a specchi (da M11 a M17) presenta l’immagine dei
due raggi sulla stessa superficie del rivelatore selezionato, che può essere un fotomoltiplicatore per UV e VIS o PbS per il NIR. Da ciò consegue che un singolo
rilevatore vede alternativamente il segnale del campione, del riferimento e del
buio che poi viene sottratto. I due segnali analogici relativi a campione ed al
riferimento vengono trattati per fornire l’informazione nella scala di riferimento
prescelta (assorbanza, %T, %R,...). Attraverso il software Spectra Manager è
possibile ovviamente controllare i parametri operativi dello spettrometro e gestire gli spettri acquisiti. Il campione, in base al tipo di misura, è posto o in
cuvette di quarzo di spessore 1 cm o nella sfera integratrice.
Si ricorda che il fenomeno dell’assorbimento, schematizzato in figura C.3, segue la nota legge di Lambert-Beer secondo la quale l’assorbanza A ha una
dipendenza dall’intensità della radiazione incidente I0 e trasmessa I di tipo
logaritmico.
In particolare l’assorbanza A risulta in questo modo proporzionale ad un
coefficiente di estinzione molare (M −1 ·cm−1 ), al cammino ottico nella cuvetta
l e alla concentrazione c (M), secondo la relazione:
A = log
I0
=c·l·
I
(C.1)
Caratteristiche tecniche principali dello spettrometro JASCO V-570 UVVIS-(NIR):
• Intervallo spettrale: 190 ÷ 2500 nm
• Risoluzione: 0, 1 ÷ 10 nm per UV-VIS; 0, 4 ÷ 40 nm per NIR
• Luce diffusa: 0, 03% a 220 nm
• Velocità di scansione: 10 ÷ 4000 nm/min
C.2. SPETTROFLUORIMETRO JASCO FP 6600
133
Figura C.3: L’intensità della radiazione incidente I0 e trasmessa I è funzione
della concentrazione c, dello spessore attraversato l e del coefficiente di estinzione
molare della specie. Da notare la dipendenza dei parametri dalla lunghezza
d’onda λ.
• Monocromatore: due tipo Czerny-Turner; 1200 linee/mm per UV-VIS
e 300 linee/mm per NIR
• Rivelatore: fotomoltiplicatore per UV-VIS e PbS raffreddato per effetto
Peltier per NIR
C.2
Spettrofluorimetro Jasco FP 6600
Lo spettrofluorimetro è stato utilizzato per effettuare le misure di fluorescenza (figura C.4) e il suo schema ottico, riportato in figura C.5, è il seguente.
Figura C.4: Spettrofluorimetro Jasco FP 6600.
La radiazione emessa da una lampada allo Xeno viene indirizzata tramite degli
specchi su un monocromatore e viene poi fatta passare attraverso una fenditura
regolabile che ne determina la forma e ne evita l’eccessiva diffusione. Un reticolo difrattivo seleziona la lunghezza d’onda d’eccitazione desiderata che viene
134
APPENDICE C. STRUMENTAZIONE UTILIZZATA
Figura C.5: Schema ottico dello spettrofluorimetro Jasco FP 6600. Legenda:
L: lampada allo Xeno; G1 e G2: reticolo di diffrazione; S1 e S2: fenditure di
selezione del monocromatore; M: specchio (1: elissoidale, 0,2,8: sferico, 3,6,7:
piano); DG: piano diffusivo; PM1 e PM2: tubi fotomoltiplicatori; BS: beam
splitter.
guidata per mezzo di varie ottiche sul campione. La luce poi, attraversando
quest’ultimo, diffonde e viene raccolta e divisa nelle sue varie componenti da
un secondo monocromatore. Infine, prima di incidere sul reticolo, passa in una
seconda fenditura regolabile che ne limita la dispersione e viene poi diretto
sul detettore e convertito in un segnale elettrico processato poi dall’elettronica.
Nel cammino tra il primo monocromatore ed il campione il fascio incide su un
beam-splitter che lo separa in due parti: una prosegue lungo il percorso appena
illustrato, l’altra viene analizzata per determinare eventuali variazioni d’intensità della lampada che possono essere così compensate tramite un sistema di
retroazione.
All’ingresso e all’uscita della cella porta-campioni, possono anche essere posti
dei filtri per eliminare componenti della radiazione, rifratte dai reticoli, di ordine
superiore al primo.
Il campione è posto in cuvette o deposto su vetrini a seconda della sua fase fisica.
Nel caso di substrati solidi il portacampioni è dotato di goniometro è utile per
variare l’angolo di incidenza del fascio sul campione.
C.3
Raman dispersivo LabRAM HR800
Lo spettrometro dispersivo LabRAM HR800, prodotto dalla Horiba Jobin Yvon
ed accoppiato per le misure in modalità micro ad un microscopio Olympus
BX41 (figura C.6), è stato utilizzato per ottenere spettri Raman e/o analizzare
l’emissione di fluorescenza. Lo schema dell’intero apparato utilizzato è riportato
in figura C.7. Dalla figura si nota che il detettore CCD, il suo power supply,
quelli dello spettrometro e dello stage XY sono allocati all’esterno del box. Allo
stesso modo anche la strumentazione di controllo dei laser trova posto al di
C.3. RAMAN DISPERSIVO LABRAM HR800
135
Figura C.6: Raman dispersivo LabRAM HR800 in modalità micro con
microscopio Olympus BX41 e stage per misure di mapping.
fuori dello strumento. In figura si vedono anche lo stage XY necessario per
le misure di mapping e il joystick per il posizionamento XYZ del campione.
Completano l’apparecchiatura una lampada a luce bianca ed il suo generatore
di potenza necessari per mettere a fuoco il campione prima della misura. Il
tutto è collegato al PC dotato del software Labspec per la gestione degli spettri
e dei parametri operativi.
Figura C.7: Elementi principali dello spettrometro dispersivo LabRAM HR800.
Le quote sono riportate in mm.
Le parti più importanti che compongono lo strumento sono le seguenti:
• Laser
• Microscopio
• Spettrometro
136
APPENDICE C. STRUMENTAZIONE UTILIZZATA
• Rivelatore CCD
• Elettronica di controllo
Dopo aver scelto la lunghezza d’onda del laser, il fascio viene diretto all’interno dello strumento mediante un sistema di ottiche che, tramite un filtro
interferenziale, elimina le linee spurie di emissione del laser stesso (linee di plasma). A questo punto la potenza del fascio è regolata mediante una serie di
filtri a differente densità ottica. Successivamente il laser colpisce un filtro notch
e viene riflesso verso il campione posto sotto l’obiettivo del microscopio.
Dall’interazione tra onda e campione si genera l’effetto Raman in cui la radiazione diffusa in backscattering si dirige di nuovo verso il filtro notch; tale filtro
elimina la componente di Rayleigh lasciando passare solo le componenti Stokes
e anti-Stokes che vengono poi disperse dal reticolo ed inviate al CCD per essere
acquisite ed elaborate, ottenendo così sullo schermo lo spettro Raman del campione.
Caratteristiche tecniche principali del Raman dispersivo LabRAM HR800:
Laser: nella tabella C.1 si riportano i laser disponibili sullo strumento e le
loro lunghezze d’onda caratteristiche:
Laser
HeCd
Ar+
HeNe
Diodo laser
Linea eccitatrice caratterisctica
325 nm
458 nm e 514 nm
633 nm
785 nm
Tabella C.1: Laser disponibili sullo spettrometro Raman dispersivo LabRAM
HR800
Microscopio: sullo strumento è montato un microscopio ottico Olympus
BX41 con i seguenti obiettivi e le corrispondenti aperture numeriche NA:
• 4X, NA = 0,13
• 10X, NA = 0,25
• 20X, NA = 0,5
• 50X, NA = 0,7
• 100X, NA = 0,9
Il microscopio è collegato ad una telecamera a colori che permette di osservare sullo schermo l’immagine del campione e della zona illuminata dal laser.
É previsto inoltre un alloggiamento apposito per analisi con fibre ottiche. Una
lampada a luce bianca collegata al microscopio fornisce la luce necessaria per
illuminare la zona interessata e metterla a fuoco.
Spettrometro: lo spettrometro è in configurazione di monocromatore CzernyTurner asimmetrica ed ha una lunghezza focale di 800 mm. Questa configurazione, non avendo ottiche rifrattive, permette di avere un ampio intervallo di
C.3. RAMAN DISPERSIVO LABRAM HR800
137
frequenza di utilizzo da 300 a 1064 nm. Il principio di funzionamento del monocromatore è riportato in figura C.8. La luce bianca entrante è focalizzata dalla
fenditura d’ingresso ed è inviata ad uno specchio concavo che collima il fascio e
lo indirizza al reticolo di diffrazione in grado di ruotare. La radiazione, scomposta nelle sue lunghezze d’onda in quanto focalizzata in punti differenti, viene poi
reindirizzata ad un altro specchio concavo (focusing mirror) che, a sua volta, la
invia al reticolo del detettore CCD. Ogni lunghezza d’onda è focalizzata in una
posizione differente in funzione dell’angolo di rotazione del reticolo.
Figura C.8: Monocromatore Czerny-Turner asimmetrico.
I reticoli di diffrazione disponibili sono 600, 1800 e 2400 linee/mm, ottimizzati per le sorgenti laser a disposizione. Per quanto riguarda invece le ottiche
dello spettrometro, esse sono principalmente specchi atti ad indirizzare il fascio
dal filtro notch e da filtri neutri a diverse densità ottiche D, che attenuano la
potenza iniziale del laser P0 facendolo arrivare sul campione con una potenza
effettiva P. La densità ottica D è data dall’equazione:
D = log
I0
I
(C.2)
dove I è l’intensità del campo elettrico uscente e I0 quella incidente sul filtro.
I valori di densità ottica dei filtri ed i corrispondenti valori di potenza sono
riportati in tabella C.2:
Detettore: il detettore dello spettrometro è un CCD di 1024 x 256 pixel
che opera a -70 °C raffreddato per effetto Peltier. Poichè il funzionamento del
CCD (Charged Coupled Device) si basa sull’accumulo di carica elettrica in modo proporzionale all’intensità dei raggi luminosi che lo investono, la radiazione
diffusa dal campione, con la sua lunghezza d’onda e la sua intensità, colpendo
il CCD in punti diversi genera lo spettro del campione.
Elettronica di controllo: la parte hardware permette il controllo delle
fenditure, dei reticoli, dello shutter d’ ingresso del laser e del rilevatore oltre che
dell’alimentazione della telecamera e dei sistemi d’ allineamento.
La parte software è costituita dal programma Labspec che permette la definizione di vari parametri di acquisizione (modo di acquisizione, range spettrale,
tempo e numero delle acquisizioni).
138
APPENDICE C. STRUMENTAZIONE UTILIZZATA
D
0
0,3
0,6
1
2
3
4
Attenuazione Potenza
P = P0
P = P0 /2
P = P0 /4
P = P0 /10
P = P0 /100
P = P0 /1000
P = P0 /10000
Tabella C.2: Per valori crescenti della densità ottica dei filtri D, a pari valore
della potenza iniziale del laser P0 , diminuisce la potenza effettiva P incidente
sul campione.
C.4
Spin coating Laurell WS-400-6NPP-LITE
Lo spin coating è una tecnica utilizzata per applicare ad un substrato solido
piano un film sottile ed uniforme. In breve, una quantità in eccesso di una
soluzione della specie di cui si vuole il film, ad esempio un polimero, viene
depositata sul substrato messo successivamente in rapida rotazione tramite un
apposito spin coater al fine di spargere il fluido sul substrato per effetto della
forza centrifuga. I solventi utilizzati sono di solito molto volatili per cui il film si
assottiglia durante il processo anche per effetto dell’evaporazione del solvente.
Con tale tecnica si possono raggiungere spessori da pochi nanometri a centinaia
di nanometri.
Il processo dello spin coating è suddiviso in quattro fasi principali (figura C.9):
Figura C.9: Illustrazione del processo di spin coating.
1. Deposizione della soluzione sul substrato. Si depositano poche gocce della
soluzione sulla superficie. Generalmente si mette una quantità di soluzione
in eccesso rispetto a quella effettivamente richiesta poichè una parte di essa
viene proiettata fuori dal disco. Il substrato viene ancorato al disco rotante
dello spin coater tramite una piccola pompa da vuoto e l’intero sistema
viene coperto per evitare dispersioni di soluzione nell’ambiente.
C.4. SPIN COATING LAURELL WS-400-6NPP-LITE
139
2. Accelerazione del substrato fino alla velocità di rotazione scelta. Questa
fase è caratterizzata dall’espulsione del liquido in eccesso, dalla formazione
di vortici a spirale e da un alto shear rate.
3. Rotazione del substrato a velocità costante. Lo strato di soluzione si assottiglia gradualmente per effetto della forza centrifuga a cui si oppongono le
forze di tipo viscoso. Il moto del fluido sul substrato è ora di tipo laminare
con un basso tasso di scorrimento.
4. Rotazione del substrato a velocità costante ed evaporazione. A questo
punto, le forze di tipo viscoso aumentano rapidamente per effetto della
graduale evaporazione del solvente, finché non controbilanciano la forza
centrifuga e l’assottigliamento del film termina.
Lo spin coating utilizzato è WS-400-6NPP-LITE della Laurell (figura C.10) che
è composto da due pezzi:
Figura C.10: Spin coating della Laurell WS-400-6NP-LITE.
• Process Controller. É la parte dello strumento che permette di controllare e programmare il processo di formazione del film. Esso permette
di salvare nella sua memoria interna fino a 20 programmi composti da un
massimo di 51 differenti steps ciascuno, di verificare l’effettivo ancoraggio
del campione al supporto e la chiusura del coperchio dell’housing per ragioni di sicurezza.
Per ogni singolo step del programma si possono selezionare il tempo (da
0,1 a 59,9 secondi), la velocità di rotazione, il rate di accelerazione e
decelerazione con un’elevata risoluzione di controllo.
• Housing. Esso ha forma cilindrica ed è fatto di un blend solido copolimerico resistente a solventi e forti acidi e basi. Al suo interno è collocato il supporto rotante per il campione (max dimensioni 102 mm x 102
mm) circondato da una vaschetta che raccoglie il solvente in eccesso durante il processo. Al centro del supporto vi è un piccolo foro collegato alla
pompa a vuoto che permette il fissaggio del campione.
140
APPENDICE C. STRUMENTAZIONE UTILIZZATA
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